1、第五章 (2) 回复和再结晶 (Recovery and Recrystallization) 塑性变形 系统的能量 回复再结晶 自发趋势 塑性变形外力所做的功 热 （ 90） 储存能 （ 10） 热力学不稳定状态 低能量状态转变 动力学条件控制 温度、加热速度、材料本身性质等 对改善和控制技术材料的组织与性能具有重要的意义。 1、变形材料加热时的变化 一 、显微组织的变化 回复 在较低温度下变形材料的显微组织基本未变化，但产生多边化 ; 再结晶 新的无畸变等轴小晶粒代替变形组织 ; 晶粒长大 细小新晶粒通过互相吞并长大而形成稳定的尺寸 。 450 退火 500 退火 600 退火 700 退
2、火 冷变形 纯铁 （ 60%）退火时微观组织的变化 冷变形后 二 、性能 变化 强度与硬度 电阻 内应力 压亚晶粒尺寸 密度 储能释放 2. 回复 Recovery 一 、回复阶段性能与组织的变化 : 1、宏观内应力大部分去除，而微观应力仍存在。 2、电阻率下降明显： Cu、 Al、 Ag 线材预先在 90K下变形，发现在 293K 下导电性能就可以逐渐恢复，相对原始变形态 30。 3、硬度和强度变化 随材料不同而异： Zn、 Cd 在室温下就可以绝大部分去除冷变形所 产生 的加工硬化； Cu、 黄铜则加热至 350 ， 其硬度仍 无明显 变化； Fe 在 358 以上就可看到部分加工硬化的
3、去除。 4、在 光镜下显微组织基本上未发生变化。但在高温回复时，在热激活能条件下，通过位错与攀移，会发生多边化亚结构 。 二、 回复动力学（ Recovery Kinetics） 变形材料加热时，其力学和物理性能回复程度随温度 T和时间 t变化 。 00011 mmmR 没有孕育期 初期回复速率大 每一温度回复有 极限 温度越高，回复越快，回复量越多 预变形量越大，起始回复速率越快 R为回复部分分数 1-R为残余 部分分数 为 回复退火后的流变应力 0为加工硬化完全消除的流变应力 m为退火前即冷态的流变应力 同一变形程度的多晶铁在不同温度退火时，屈服强度的回复动力学曲线 驰豫过程 t：恒温下加
4、热时间 x：加热 t时间后性能增量的残留分数 C：材料、温度相关的比例常数 C0：比例常数 Q：回复过程的激活能 T：热力学温度 R：气体常数 x0:开始加热时性能增量的残留分数 RTQt /Aln 0dx () QRTc x c e xdt RTQtec 00xxln回复动力学模型（ I型） 在不同温度 T下，如以回复到相同程度作比较， 上式左边为常数，两边取对数，可得： 零下 50度切变的单晶锌应变硬化回复到不同的 r值所需时间与温度的关系 作 lnt-1/T图，如为直线，则由直线斜率可求得回复过程的激活能。 0QRTc c e Arrhenius 方程 一级反应 方程 回复动力学模型（
5、II型）（冷变形铁） 短时间回复时，激活能与空位迁移能相近； 长时间回复时，激活能与自扩散能相近。 m1dx xcdt tcmxx mm 1)1(0)1( )1( 多级反应方程 积分方程 三 、回复机制 在回复过程中，发生如下变化 1、低温回复 （ 0.1Tm） 迁移至表面或晶界 点缺陷变化 与间隙原子复合 与位错交互作用 聚集成空位片 -崩塌 表现 (过饱和空位的消失 ) 2、中温回复 （小于 0.3Tm） 与位错滑移机制有关 位错滑移 位错重新组合以及异号位错互相抵消 3、高温 回复 (约 0.3Tm) 与位错攀移机制 有关 刃型位错可获得足够能量产生攀移 使滑移面上不规则位错重新分布，刃
6、型位错垂直排列成墙，显著降低位错得畸变能，有较大的应变能释放。 沿垂直于滑移面方向排列并具有一定取向差的位错墙（小角度晶界），以及由此产生的亚晶，即多边化结构。 多边化产生的条件 1）塑性变形使晶体点阵发生弯曲 2）在滑移面上有过剩的同号刃型位错 3）热激活下刃位错产生攀移运动 产生单滑移的 单晶体 中多边化过程最为 典型。 多晶体中 ，由于多系滑移 位错缠结 形成胞状组织，多边化不明显、回复后亚晶 结构。 多晶体的高温回复机制比单晶体更为复杂； 本质 上包含位错的滑移与攀移，通过攀移使同一滑移面上的异号位错相互抵消，位错密度下降，位错重排成稳定的组态，构成亚晶界。 回复过程中电阻率的明显下降
7、主要是由于过量空位的减少和位错应变能的降低； 内应力的降低主要是由于晶体内弹性应变的基本消除； 硬度及强度下降不多则是由于位错密度下降不多，亚晶还较细小之故 。 回复退火：保持加工硬化状态的条件下降低内应力，以避免变形并改善腐蚀性。 3. 再结晶 （ Recrystallization） 随着退火温度升高，在变形组织的基体上就会产生新的无畸变再结晶晶核，并逐渐长大形成等轴晶粒，从而取代变形组织，该过程就成为再结晶过程。 33% 冷变形黄铜 新晶核（ 3秒 580 OC） （ 4秒 580 OC） （ 8秒 580 OC） 再结晶 ， 无 晶体结构和化学成分的变化，不属于相变。 一、再结晶的形核
8、 再结晶的转变驱动力：晶体的弹性畸变能。 可预料晶核必然产生于高畸变能区域：大角度晶界、相界面等 。 1、晶界 弓出 形核机制 变形量较小 （ 20%）时，形成位错缠结组成的胞状结构 多边形化 亚晶，借助亚晶作为再结晶的核心，其形核机制为： 1)亚晶合并机制 通过两亚晶之间亚晶界的消失，使两相邻亚晶合并而生长 ;常出现在高层错能金属中 . 2)亚晶的迁移机制 通过亚晶界的移动，吞并相邻的形变基体和亚晶而生长 ;常出现在低层错能金属中 . 3、长大 再结晶 晶核形成之后，它就借界面的移动而向周围畸变区域长大界面迁移的推动力是无畸变的晶粒本身与周围畸变的母体（即旧晶粒）间的 应变能差 ，晶界总是背
9、离其曲率中心，向着畸变区域推进，直到全部形成无畸变的等轴晶粒为止，再结晶即告完成。 二、 再结晶动力学 （ Recystallization Kinetics） 实验：不同 T，以纵坐标表示再结晶的体积分数 jR 以横坐标表示再结晶的时间 t 恒温动力学 曲线 1）不同 T，不同变形度，曲线不同，但有“ S” 特征； 2）发生再结晶，需要一段孕育期，温度越高，孕育时间越短； 3）开始再结晶时，转变速率很低；随着转变量 ， V ，至 50时， 转变 速率最大。 N0Qexp( )NNRT 0 exp( )GggQvvRT再结晶过程是通过无畸变新晶粒的形核和长大而进行的，故再结晶的动力学决定于 形
10、 核 率 和 长大 速度 。 Johnson & Mehl ： 34g1 exp( )3R Nv t 假定 (1)均匀形核 (2)晶核 为球形 (3)形核率 和长大速度 不随时间改变 推导出恒温下经过 t时间后，再结晶体积 分数 为 ： 即所谓 J M 方程 但 实际 是随 t 而呈指数关系 ，并非 Const，故 J M方程应修正，通常采用 Avrami方程来描述再结晶过程比较合适 ，即 ： )e x p (1 KR BtjKRBt j1 1lnB、 K均为常数，再结晶为三维时， K 3-4 3 二维时， K 2-3 一维时， K 1-2 tKBRlglg1 1lnlg j取 双对数 作 关
11、系图（线性关系图 ） tRlg1 1lnlg j 此分析结果与试验结果完全吻合，且发现在一定温度范围内， K不随 T而 变。 不同 T下，各直线基本平行 , B则随 T不同而 变。 再结晶是一热激活过程， 和 均符合 Arrhenius方程，因此等温温度 T对再结晶速率 V的影响可表示为： 再结晶速率 和产生某一体积分数 所需要的时间 t成反比 ， 1 RTQAeV /2.3log = ln RTQeAt/1 TRQAt1ln1ln tQAQ RT lg3.2lg3.21 取 对数 作 1/T - lgt 图 , 即 可求得 Q（ 再结晶的激活能 ） 纯铜再结晶激活能： 93.7KJ/mol
12、在两个不同的恒定温度 T1、 T2 产生同样程度 的再结晶 时可 得 : )11(21 12 TTRQett 可知，若已知某温度的再结晶激活能及此晶体在某温度完成再结晶所需的等温退火时间，就可计算出它在另一温度退火时完成再结晶所需的 时间 。 例： H70黄铜的再结晶激活能为 251KJ/mol，它在 400度的恒温下完成再结晶需要 1h，若在 390度的恒温下完成再结晶就需要 1.97h。 RTQeAt/1 三 、再结晶温度 冷变形材料开始进行再结晶的最低温度称为再结晶温度 (TR)。 TR并不是一个物理常数，它随变形程度、纯度、晶粒度及退火时间等而变； TR ， VR ，达到一定再结晶体积
13、分数所需时间必愈短； 它可以用不同的方法来测定。 1）金相法：从显微镜中观察到第一个新晶粒或者晶界因凸起形核而出现锯齿状边缘的退火温度为 TR。 2）硬度法：以硬度退火温度曲线上硬度开始显著降低的温度定为 TR，有时也将该曲线上软化 50的退火温度定为 TR。 四、影响再结晶的主要因素 凡是影响 形核率 和长大速度 的因素均将反映再结晶动力学曲线变化 1、在给定温度下发生再结晶需要一个最小变形量，这就是 临界变形度（ Critical deformation degree）。低于此变形度，不能再结晶 。 2、 ， TR ；一定值后 ， TR 趋于常数。 3、原始晶粒尺寸 晶粒越小，则变形的抗力却大，冷变形后存储的能量越高； 晶界是再结晶形核的有利地区； 4、微量杂质元素可明显地升高 TR或推迟再结晶过程的进行。 5、第二相的影响：当第二相尺寸较大 1mm）且间距较宽时，再结晶核心能在其表面产生；当第二相尺寸很小又较密集时，则会阻碍再结晶的进行。
