块体金属玻璃的力学行为.docx

块体金属玻璃(BMG)的力学行为不同于传统的金属材料,块体金属玻璃BMG)是一种具有长程无序而短程有序结构 的金周材料，不存在晶界与堆垛层错等晶体缺陷。这种独特的原子结构使其具有比常规 晶态台金更优异的力学、物理、及化学性能。在力学性能方面，BMG材料具有高强 度、高硬度、低弹性模量其强度为相应晶态合金的倍.如新近开发的CoTaB金 属玻璃其压缩屈服强度高达6GPb,该合金是目前已知的强度最高的块体金属材料口L在 物理性能方面，冲基金属玻璃具有优异软磁性能低的矫顽力)以及高的磁导率-化学 性能方面.BMG材料展现出了良好的耐腐蚀性和生物相容性，此外，BMG材料在过冷 液相区还具有良好的超塑性及精密成型性能.这些优良的性能使BMG材料在未来的电 子信息、航天航空、体育器材、精密机械和军事领域具有广阔的应用前景七然而BMG材料具有明显的室温脆性.并且对原材料纯度和制畚条件有着严格的要 求.从而严重制约了 BM。的广泛应用°因此，本章首先从块体金属玻璃BMG的力学 性能及变形机理出发，综述内生BMG复合材料的设计与开发,以反内生晶体相/BM号 复合材料微观组织控制技术研究进展：接下来介绍相选择原理在BMG及其复合材料中 的晚用t最后探讨了氧元素对BMG及其复合材料形成能力、力学性能的影响*自从上世纪7。年代,Chen等人成功制备出亳米级的Pd-CuSi三元块体菲晶台金 BMG的力学性能就成为研究的感点，研究人员对其拉伸、压缩.疲劳、断裂等性能都 进行了大量的研究，其力学性能总结如下；(1) BMG台金具有高的室温断裂强度B和维氏硬度瓦图L】为BMG及传统合金的拉伸断裂强度(w)、维氏硬度(HJ与杨氏模量(E)的关系 【虬 从中可以看出，BMG的呵、压为其相应传统台金的2-3倍，如Mg基金属玻璃 室温断裂强度达到了 10OOMPaj印一般Mg合金的断裂强度只有300MPa. FaB基BMG 断裂强度超过了初00 MPa,远高于同类钢铁材料,(2) BMG合金具有高弹性成变和弹性极限BMG合金的弹性应变极限达到了 2%r接近理想弹性极限此外.BMG合金的高强度和弹性应变使其具有极高的弹性比功, MJ/n?,约为性能最好的弹簧钢的8倍(气 如Zr基BMG合金的弹性比功高达19.0>0004W0(b)ssuUPJBq £，.iiA1500Fc-Bbwrbukgbss W/ 2b*KbuikKTUwed bdkW Zf-bMcd bulk rkxs/- .ftUmcdbulkK-/ XT.dk/八券*惴图1.1 BMG及传统合金的拉伸断裂强度()、维氏硬度(Hv)与杨氏模量(E)的关系用(3) 高断裂韧性和良好的耐磨性能除了 Mg-、Fe基金属玻璃外，多数BMG具有高的断裂韧性，和钢铁相当，如图 1.2所示回。由于BMG具有高的硬度和断裂韧性，因此多数BMG合金也具有良好的耐 磨性。WE 普GUu0.1 rwn Bmca 匕Owdc gMsesIDPC ;AJHowi茅项一呈y T1瞥三？M3PTCKPY7*r<tyOoM*tn图1.2 BMG合金和传统材料屈废强度-断裂韧性关系图向(4) 在过冷液相区，BMG合金良好的超塑性BMG合金在室温下呈脆性断裂，无塑性应变，然而当实验温度超过玻璃转变温度 乌进入过冷液相区时，BMG合金却可以产生均匀的塑性流变，ZrmTisCuizsNiioBeg BMG在室温下无塑性应变，而当温度达到663K进入过冷液相区时，其应变量超过了 40%l LassAlzsNizo块体非晶在过冷液相区其延伸率甚至可以达到15000%(5) BMG合金严重的室温脆性BMG在具有上述一系列突出力学性能的同时，也存在着重大缺陷即室温脆性。图 1.3为BMG、传统晶态合金的室温拉伸工程应力.应变曲线示意图。从图中可以看出， 相对于传统晶态合金具有显著的塑性变形和加工硬化行为.BMG合金的变形以弹性阶 段为主，当应力超过弹性极限，BMG合金将灾难性断裂，无塑性应变。这严重制约了 BMG作为结构材料的应用。图1.3 BMG、传统晶态合金的室温拉伸工程应力应变曲线示意图1.2.2 BMG室温变形、断裂机制由于BMG合金中不存在晶界和位错等，这使BMG合金与传统晶体材料有着完全 不同的变形、断裂机制。BMG合金室温下的塑性变形极不均匀，表现为高度局域化的、 不均匀的塑性流变。目前，BMG合金变形机制主要为自由体积模型和绝热升温软化模 型：(1)自由体积模型自由体积模型认为，合金熔体在冷却形成BMG的过程中会形成一部分过剩自由体 积，这部分自由体积在变形的过程中起者决定性的作用。在应力的作用下，自由体枳通 过原子的扩散改变着其总量及分布。在应力集中的地方，形成相当多的自由体积，它降 低了 BMG的局部密度，减小了变形的抗力，造成局域粘滞流动，使变形集中于单个剪 切区，从而宏观表现为脆性断裂。1977年，Spaepen啊根据自由体积模型，计算了变形图上的均匀流动与非均匀流动 区域的边界线。Spaepen还对原子扩散和跃迁过程进行了分析，推导出承受剪应力的非 晶结构，剪应力、自由体积和应变速率间的关系的流变方程，并进一步分析了高应力导 致过剩自由体积产生的过程，获得了单位时间自由体积产生和淹没的表达式仞.1979 年,Argon1101 在自由体积模型的基础上,提出了 Shear Transformation Zone(STZ)模型，这一模型更清楚地解释剪切带的形核和扩展.Argcm认为，在外加应力的作用下， 自由体积开始聚集并引起应变软化，从而使塑性变形集中于100个原子左右的微小区域 图1.4是非晶合金变形的原子变形机制的二维图.从中可以看出，通过原子的跃迁，局 域原子结构进行重排，自由体积合并累积，最终形成密集剪切带。STZ区的尺寸、结构 和能量受9MG成分、冷却速率等影响，冷却速率越快，自由体枳越多，STZ区越容易 形成，所倍的外加应力也就越低。图1.4 非晶合金变形的原子变形机制的二维图沥g| d*I K-TdmJ(1.2)2009年，Dubach等人叩在Argon所提出的理论的基础上，提出了 BMG室温下非 均匀变形的本构方程.其表达式为： .(11)diner = mjdln£+dln%其中，dine表示流动应力的瞬变，皿表示应变速率敏感指数，Kb为玻尔兹曼常 数，Ag为内部变量，是一种附加的能量形式.该模型考虑了弛彼过程中应变速率对流 动应力的影响，并通过对非晶合金热数活剪切过程的微观机制的分析，对应变速率敏感 指数进行了修正.(2)绝热升温软化模型不同于自由体积模型，绝热升温模型认为，BMG弹性变形中储存的能量的释放， 将造成局域温度的升高、形成局域绝热剪切，从而产生塑性流变的集中。支持这一理论 的直接证据是BMG合金断裂过程中经常观察到火花现象，如图1.5所示""I此外， Lewandowski 和 A. L. Greer1*41 通过在 Zr4I.2Tii3.gCui15Ni1oBe22.5 非晶合金上包覆一层薄的 低馅点锡，在剪切带的附近可以清楚的观察到锡熔化形成的液滴.Johnson等1切在动态 压缩试验中，利用高速红外测温系统测得卵切带内温升可达775 K,远超过了该BMG 合金玻璃转变温度。这些都表明了在BMG变形的过程中，四切带存在着很明显的温升. 在变形带中，温度超过玻璃转变温度，将导致合金局域的粘度大大下降，使合金软化， 从而产生了滑移。自由体积模型和绝热升温软化模型对BMG合金室温下的塑性变形极不均匀性给出 了解释。但是，目前BMG的变形机制还没有统一的认识。如Dai等侦71认为，剪切带 的失稳扩展是由自由体积产生造成的软化效应和热软化效应的共同作用造成的。因此， BMG应变局域化变形机制的研究仍需大最的实验和理论分析工作.最近，分子动力学 模拟等新方法也己经被应用到BMG应变局域化的研究中"图l.SZrjoAlioCujoNiio和uTiujCunNiioBeMG断裂过程中的火花现象网刃