第二章 晶体塑性变形.doc

第二章 晶体塑性变形预备知识极图滑移的晶体学及几何关系1滑移带与滑移线 2. 滑移系统密排面，密排方向金 属晶 体 结 构 温 度 滑 移 面滑 移 方 向Al,Cu,Ag,Au,Ni,Pb fcc 20 111 Al fcc T/Tm 0.72 100 -Fe, Mo, Nb bcc110112123 -Fe+4%Si bcc 110 Zn, Gd, Mg hcp 20 (0001) MghcpT/Tm 0.54 Mg+14%Lihcp 20(0001) -Tihcp 20(0001) 面心立方晶体的滑移系比较固定，111/。密排六方晶体：基面滑移，但轴比c/a1.633时，可有他滑移面。体心立方晶体的的滑移面至今尚无统一的看法。密排面，密排方向：110/因为滑移线是波浪形的，很难准确确定滑移面。一种可能是111晶带的最大分切应力平面，也可能确实沿110，112和123面滑移。波浪形滑移线交滑移“铅笔滑移”3. 临界切应力滑移面上沿滑移方向的分切应力为 称为Schmid因子， 最小值为2（ 称为取向因子， 最大值 0.5）。当滑移面上的分切应力达到临界值， 时晶体开始滑移即屈服，称为临界切应力，它是材料常数，与晶体取向无关。 -Schmid定律。4. 滑移中晶体的转动晶体滑移时伴随有转动，例如拉伸实验中夹头的约束使试样一面滑移一面转动。对多晶体材料来说，由于晶界及其他组织因素的约束，各晶粒在滑移过程中也要转动。转动的结果晶体对应力轴的取向发生变化，从而影响进一步变形可用“影象规则”方便地确定滑移面和滑移方向 图2.12 立方系（001）极图及晶体转动第二章 晶体塑性变形2.1 概述常见的材料拉伸曲线：弹性变形，弹塑性变形，流变应力，加工硬化。流变应力（flow stress）：材料在一定温度下以一定的应变速率发生塑性变形所需的应力。流变应力是材料的组织结构，温度及应变速率的函数， S：材料的组织结构： 晶体结构, 位错结构, 晶粒大小，第二相粒子大小、分布等等T：温度 ：应变速度。 在低温下流变应力对应变速率很不敏感，故常温变形可以不考虑应变速率的影响， 随着塑性变形的进行，位错增殖、相互交截等过程导致位错密度及位错结构发生变化。所谓加工硬化就是这种材料结构变化引起的流变应力的增加 屈服应力： 在理论上严格处理时屈服应力是指滑移面上的临界切应力。 在高温下当温度升高时原子热运动加剧，运动位错遇到障碍时可以在外应力和热激活的共同作用下越过障碍，这时流变应力对应变速率非常敏感。在较高温度下变形时应变硬化和回复软化过程同时发生。 2.2 流变应力2.2.1 晶体的理论屈服强度塑性变形是在切应力作用下通过滑移方式进行设想图2.2所示的两层原子面之间在切应力的作用下发生刚性滑移，相对位移为。滑移所需的切应力应该是位移的周期函数（周期等于b）。 与切应变 满足胡克定律理论屈服强度就等于的极大值k，即简单立方晶体：， ；面心立方晶体： ，对于的计算进行改进，材 料临界切应力(MPa)（MPa） 铜 铝 铁 锌0.880.980.540.9814.710.29840118064088065002250理论屈服强度比实际屈服强度大3个数量级！晶须的实验结果证实了理论强度。 塑性变形不是滑移面整体滑动，而是通过位错运动来实现的。因此，流变应力就应等于位错运动的阻力！位错运动阻力：晶格摩擦力，晶体中其他位错，晶界、固溶原子和第二相粒子等材料组织结构-组织结构对流变应力有重要的贡献。2.2.2 晶格摩察力(派-纳力)派-纳力（Peierls Stress，P-N力）是晶体点阵对位错运动的阻力。这里只给出根据简化模型导出的结果 其中a为滑移面间距 面心立方金属）的P-N力较小，对流变应力的贡献可以忽略。体心立方金属P-N力大，对临界切应力的贡献比较大。这与位错芯结构有关。 理论强度和P-N力分别给出晶体屈服强度的上限和下限。有两种位错：平行位错和林位错2.2.3 位错的长程弹性相互作用位错看分为两类：平行位错和林位错-平行位错对运动位错的阻力当平行位错的密度为时位错的平均间距为 位错应力场因此，晶体中平行位错所产生的长程引力场的振幅的数量级应为（只考虑近邻位错） 这说明流变应力与位错密度的平方根成正比。2.2.4 与林位错的相互作用 1. 位错交割产生割阶的作用: 林位错间的平均距离则割阶形成能约为。外加切应力为作用下,位错在交截过程中所作的功等于割阶的形成能 令 -林位错密度产生割阶对流变应力的贡献仍与林位错密度的平方根呈正比。3. 割阶的非保守运动 螺位错带割阶运动时会产生点缺陷，形成点缺陷所需能量对位错运动产生阻力。位错克服该阻力而运动所需应力 因为 （l ：割阶间距=林位错间距） 4. 会合位错的作用12-14 从上述讨论可知，各种位错因素对流变应力的贡献都可写成的形式。考虑位错以外因素的作用，则临界切应力可用下面的关系式表达。 可粗略地看作P-N力（实际上还有点缺陷，杂质等的作用）。 FCC金属晶格摩察力很小2.3流变应力与温度的关系流变应力取决于位错在运动中遇到的各种障碍的性质与强度。在低温下只有外应力超过这些障碍所产生的内应力（阻力）时位错才能滑移。但在高温下，有些障碍是可以在热激活的帮助下越过的。2.3.1 内应力与有效应力可以将障碍对位错运动的阻力分为两类15-17。一是长程内应力，是晶体中的所有位错的弹性应力场叠加的结果。是“非热的”（Athermal）。如果外应力小于内应力的最大值，位错就不能滑移。 第二种障碍是短程的局部障碍，如林位错，固溶原子等。-热激活过程对位错克服这类障碍是有帮助的。当外应力低于障碍的最大值时将称为有效应力。 位错将在有效应力和热激活的共同作用下越过局部障碍。何谓热激活过程？宏观物体运动：速度，能量是确定值微观粒子运动：速度、能量不确定：时起时伏， 此起彼伏。 四海翻腾云水怒！位错运动是位错附近原子的运动，在较高温度下是热激活过程。现在考虑位错在热激活帮组下越过局部障碍激活能18。 其中为时的激活能，激活体积 d: 热激活过程中位错扫过的距离。:热激活过程中位错扫过的面积-激活面积位错越过障碍的频率（激活频率）为 为位错的振动频率。由Orowan关系的中间结果（1。87b）式，一次热激活事件引起的应变为 A：激活后位错扫过的面积， N：位错数 解出，即得流变应力的表达式：一定温度、一定应变速率下变形所需应力 其中 当时变形是热激活过程，流变应力依赖于温度和应变速率。 当时，流变应力与温度和应变速率无关。这可以理解为温度高于某一临界温度时，热激活过程非常活跃，以至仅仅靠热激活过程就能越过局部障碍，无需有效应力的帮助，外应力只需克服长程内应力就可以了，即 。 临界温度与应变速度有关，应变速度越大，临界温度越高。这是因为温度下热激活过程的频率（成功地越过障碍的频率）刚好能产生应变速度，应变速度更高时，只有更高的温度下的热激活频率才能满足高应变速度的要求。2.3.2 平均内应力的测量方法应变过渡应力降落法(strain transient dip test)2.4晶体变形与加工硬化单晶体加工硬化的一些实验结果密排六方金属：只能沿一组滑移面（平行于基面）滑移，加工硬化曲线的斜率很小。立方晶体：可以同时开动好几个滑移系统，滑移系交截，呈现很强的加工硬化效应 面心立方单晶体的加工硬化可分为三个阶段： 第I阶段：称为易滑移阶段，硬化系数很小。-单滑移，主滑移面位错密度增加，林位错密度不变 第II阶段：加工硬化系数急剧上升，曲线大致呈直线，称为线性硬化阶段。-多滑移，林位错密度快速增加第III阶段：硬化系数随应变量的增加而减小，称为抛物线型硬化阶段。-动态回复，形成胞状亚结构单晶铝的加工硬化与晶体取向的关系 近110取向（5）：第一阶段较长，有明显三个阶段近100-111 对称线取向（12）：几乎没有第一阶段，硬化系数大。加工硬化系数与温度的关系：温度越高硬化系数越小。单晶Al 实线 -77K， 虚线-室温 体心立方和密排六方金属的加工硬化行为和面心立方金属相似。 六方系金属单晶体的滑移限制在基面上，很难有第二滑移系开动，所以一般出现很长的第I阶段。但条件合适时也会出现完整的三个阶段，组织结构对加工硬化有强烈的影响，因此的实际金属的加工硬化行为比单晶纯金属复杂得多2.4.3 加工硬化的唯象解释加工硬化是流变应力随应变量的增加而增加的现象，即。流变应力主要是用来克服主滑移面上平行位错的长程内应力场和与林位错交截的短程相互作用力。这两类位错的密度都会随应变量的增加而增加，从而引起流变应力的增加。因此，加工硬化理论的任务在于阐明各个阶段位错结构随应变的演变行为，并根据位错结构与流变应力的关系得到流变应力与应变的关系，即，或加工硬化系数与应变的关系。加工硬化的理论模型很多，它们大致可分为两大类：平行位错的硬化理论和交截位错的硬化理论。第一类理论中主滑移面上平行位错所产生的长程应力场对硬化起主导作用，因而被称为长程应力场硬化理论，而第二类理论中与主滑移面斜交的林位措对硬化起主导作用，因而被称为林位错硬化理论。这两类理论出发点虽有所不同，但导出类似的结果。一方面，不管滑移阻力是来自平行位错还是林位错，流变应力与相应的位错密度有相同的关系，即（2.2节）。另一方面，各种理论模型中通常假定林位错密度与平行位错密度成正比。这一假定是自然的，因为多个滑移系统开动的情况下滑移位错与林位错其实是相对的，一个滑移系中的滑移位错（平行位错）对另一个滑移系可能是林位错。这两方面的原因使得两种理论本质上趋同。考虑到这一点，冯端等对加工硬化给出了如下明快的唯象解释26。令表示位错之间的平均间距，则，还应与位错的平均自由程成正比 (2.26)式中g为比例常数。另一方面，应变增量与参与滑移的位错密度的增量之间应满足Orowan关系式，即 （2.27）而晶体中的总位错密度的增量也应与成正比，引入比例常数 (2.28)因此 （2.29）利用式 (2.19)（忽略晶格阻力项）,得 (2.30)从而得出加工硬化系数的表达式 （2.31）可以看出，对加工硬化起关键作用的量是的比值。在加工硬化的第I阶段，产生变形的位错基本上分布在主滑移面上，几乎都是可滑移位错，因而。从观测的滑移线很长可以推断位错具有很大的平均自由程，因而g值很大。由于很小，第I阶段的加工硬化系数很小。 在第II阶段，由于次滑移系统开动，大量产生林位错，使值突然增大。另一方面林位错使位错平均自由程减小，而大量林位错逐步向胞壁转化，导致胞状结构的出现，使位错滑移的平均自由程进一步减小，导致 g值的下降。于是，比值的升高导致大的硬化系数。 小结1) 理论屈服强度2) 派-纳力3) 流变应力 4) 流变应力与温度的关系内应力和有效应力,位错的热激活滑移2.5 固溶体合金的变形 固溶强化位错在固溶体合金中运动时必须克服溶质原子的应力场，因此位错运动的阻力比纯金属大，这就是固溶强化。可将溶质原子对位错运动的障碍分成两类：溶质原子的长程内应力场位错与溶质相遇时的短程作用力。2.5.1 长程应力场考虑以平均间距为，统计均匀地分布着溶质原子的固溶体。位错的柔性与刚性溶质与位错的交互作用强：位错几乎被每个溶质原子钉扎，位错各段的曲率半径较小，各段各自独立运动，位错与溶质的交互作用弱：位错的线张力能够克服部分溶质原子的钉扎而变得更“直”一些。这时能够独立运动的位错段长度为对强交互作用:半径为的溶质原子在距离基体处产生平均切应力为。（见：材料的高温变形与断裂，p.264）各位错段处于不同的位置（r）处，故对应力在之间的空间平均值为为溶质的体积分数。 影响因素：半径错配度， 固溶原子的浓度对弱交互作用根据统计规律，作用在长为的位错线上的力等于作用于长的位错上力的倍，内应力对位错的作用力 外应力对位错的作用力 位错与溶质原子的相互作用是弱的，流变应力也低，是强相互作用的倍。2.5.2 短程交互作用-点障碍 设溶质原子在滑移面上的平均间距为 外应力作用下位错弯曲，线张力之夹角。溶质原子的钉扎力F脱钉条件： 是外应力和或l（溶质浓度）的函数, F是固溶原子与位错的交互作用能的函数. 建立，l ，F的关系位错弯曲的曲率半径为 故 令为位错线上溶质原子的平均距离，故 （2.38）如图2.20（b），切应力使位错克服处的障碍滑移至的障碍前停止，则位错扫过的面积（斜线区域）等于。由几何关系，可得 （2.39）将式（2.38）代入式（2.39），得到 （2.40）由式（2.40）解出，代入式（2.38），得到，l关系：当位错脱离钉扎而离开溶质时，值达到临界值。此时位错线所受的阻力为将换算成浓度（体积分数），并利用，得到 影响因素：溶质浓度， Fm:结合能2.5.3 非均匀强化溶质原子非均匀强化：溶质原子偏聚在位错周围形成原子气团，如Cottrell气团，Snoek气团，Sutsuki气团等。这些溶质气团钉扎位错，阻碍位错运动。气团钉扎位错的本质：脱钉使系统自由能升高 屈服现象和应变时效由于C，N等间隙原子与位错的交互作用能很大，间隙固溶体的屈服现象特别明显。 锯齿形变形(serrated flow) -Portevin和LeChatelier发现，故称为PLC效应 动态应变时效: 反复钉扎和脱钉锯齿形变形与温度、应变速度的关系2.6复相合金的变形弥散强化不少高强度合金都是采用第二相强化，沉淀硬化及弥散硬化均属此类。2.6.1 Orowan 机制 最小曲率半径 代入，得到 Orowan应力如果线张力采用更精确的，并考虑到粒子的半径使有效间距缩小，即，位错芯半径取，求得更精确的表达式 （2.51） Al-Cu合金中相粒子间距与临界切应力的关系 粒子越细，体积分数越大强度越高，即粒子分布越弥散，强度越高。 Orowan应力与温度无关（除G对温度的弱依赖性外），因此Orowan应力是非热激活的（athermal），外应力低于Orowan应力时，无论在低温还是高温下位错也不能通过Orowan过程越过粒子。 高温下位错可以通过攀移越过粒子，这个问题将在第四章作详细讨论。2.6.2 位错切割第二相粒子当第二相粒子的强度较低且与基体共格的情况下，位错将切割第二相的粒子。典型例子：Ni基合金中的相（Ni3Al） 位错切割粒子所需应力可按位错克服溶质原子的障碍一样考虑-点障碍模型。设为障碍对位错的最大作用力，则流变应力为 位错切割粒子时的强化机制：（1） 化学强化：形成表面台阶，增加了界面能。 很小，化学强化作用不大。（2） 有序强化：位错扫过有序结构后形成反相畴界。表明再一定体积分数下粒子越粗（r越大），强化作用越大（3） 层错强化基体和粒子的层错能不同。 ：层错能差， L：粒子尺寸（4）共格强化： 位错与粒子周围的共格应力场有交互作用。 晶格常数的错配度 当粒子在基体中共格析出时，粒子受到一定的约束，其晶格常数发生变化。约束条件下的晶格错配度可用下式表示21， 最大阻力为 GF为基体111/切变模量 2.7 多晶体塑性变形 细晶强化多晶体与单晶体变形的区别主要表现在以下两个方面:多晶材料中存在晶界-细晶强化, 各晶粒的取向不同-协调变形及Taylor因子2.7.1 多晶体流变应力细晶强化在外应力作用下取向最有利的晶粒的位错源首先开动，位错源发出的位错滑移到晶界并在晶界前塞积起来。当塞积顶端产生的应力集中达到相邻晶粒位错源开动的临界应力时变形扩展（即屈服）。假定塞积群长度为晶粒直径之半， 将 和 代入位错塞积公式 得 其中，考虑点阵中的滑移阻力等其他因素，得到著名的Hall-Petch公式： 晶粒越细,屈服强度越高 Fe合金实验结果2.7.2 Taylor因子单晶体单向拉伸实验中的拉应力和滑移系上的分切应力之间有Schmid定律，即 其中m叫做Schmid因子 对于多晶体来说，各个晶粒的Schmid因子m不同，所以要对取向不同的各晶粒的变形进行某种平均化处理。假定各晶粒都用取向最有利的滑移系滑移，取向在m和范围内的晶粒数是，则多晶体的m的平均值为 （2.56）这样可得到多晶体屈服应力为 若各晶粒都用取向最有利的滑移系滑移， 考虑协调变形- von Mises条件。考虑这种协调变形，Taylor得到对于n个滑移系 对fcc Taylor因子 由于体心立方晶体的滑移系多且容易交滑移，体心立方金属多晶体的平均Schmid因子可以取单晶体的m值，对bcc 。对密排六方晶体则很难利用Taylor理论。这是因为密排六方结构金属的单晶和多晶体的变形方式有较大区别，在多晶体中孪生方式变形和非基面面滑移起重要作用，而单晶体滑移系均在基面上，即 滑移。2.8金属间化合物的塑性变形晶体结构金属间化合物：超结构 （超点阵）体心立方为基的化合物： B2，DO3和L21。 B2结构的AB型化合物：A原子占据位置，B原子占据和位置。 Ni Al, Fe Al, Ni Ti。 DO3结构的A3B型化合物中位置被B原子占据而其他两个位置被A原子占据，Fe3Al，Fe3Si L21结构的A2BC型化合物中和位置分别被A，B和C原子占据。面心立方为基的化合物L12结构的A3B型化合物中B原子占据角上位置而A原子所占据面心位置和。N3iAl, Ti3Sn, Mn3Sn 图2.30 fcc为基的金属间化合物的晶体结构位错与面缺陷 超位错的柏氏矢量是a（以后简写成）。象fcc中一样，位错可分超分位错反相畴界（APB, Antiphace Boundary）：当A层相对B层位移fA矢量后形成超点阵内禀层错（SISF, Superlattice Intrinsic Stacking Fault）：当位移失量为fSF时形成复杂层错（CSF, Complex Stacking Fault）：位移矢量fC造成。超位错的分解及相应面缺陷的形成可用如下位错反应来描述： B2结构中除APB外没有其他稳定的面缺陷。 2.8.2 金属间化合物变形金属间化合物塑性变形的重要的特征：反常强化（Anomalous Strengthening）。 室温脆性反常强化的特点：出现在中等温度范围，温度超过某一临界温度时流变应力开始降低；反常强化与晶体取向有关，不同取向晶体的强化程度不同。 B2结构的CuZn化合物单晶的反常强化反常强化的机制-交滑移模型 ；在111面上运动的螺位错的一部分位错段交滑移到能量上更为有利的001面，使整个螺位错的可动性降低。因为在中温范围交滑移容易发生，因此，在中温区随温度升高流变应力显著提高。Takeuchi和Kurarnoto45 进一步改进了交滑移模型，在111面上运动的螺位错的一部分，通过热激活过程交滑移到001面，交滑移的位错段对整个螺位错起“拖曳点”的作用。111面上APB后的一个超分位错具有完整的平面位错芯，并在111平面上扩展，所以这种位错容易在111面上运动（图2.35a）。另一方面交滑移到001面上带有APB的超分位错的芯不在001面上扩展，而是在111面上扩展（图2.35b）。因此，超分位错在001面上是不可动的，成为整个位错运动的拖曳点。交滑移是热激活过程，温度越高通过交滑移产生更多的拖曳点，位错克服拖曳点运动所需应力也越大，这就是流变应力反常温度依赖性的原因。另外，螺位错交滑移到001面上的驱动力是外应力在001面上的分切应力，晶体对应力轴的取向不同，001面上的分切应力也不同，发生上述交滑移的程度也不同。这就是反常强化与晶体取向有关的原因。2.8.3塑性与脆性金属间化合物塑性变形的另一个显著的特点是低温脆性，大多金属间化合物在室温下延性很差，成为金属间化合物工程应用的主要障碍。以下简要介绍低温脆性的主要原因。1结合键的特性。金属间化合物因晶体结构的长程有序特性，其化学键为金属键和共价键的混合键，因此塑性和强度介于金属与陶瓷之间。2晶体结构的对称性晶体的对称性决定滑移系和位错类型。与无序点阵相比，有序点阵的滑移系和位错结构变得复杂，导致塑性降低。3晶界脆性许多金属间化合物，如Ni3Al的单晶表现良好的室温塑性，但多晶却很脆。从晶体结构上看Ni3Al的晶体对称性应当有足够的独立滑移系，以保证各晶粒的协调变形。这说明，多晶合金室温脆性与晶界弱化有关。实际上这类化合物的沿晶断裂方式也证实了晶界脆化。4氢脆Ni3Al在空气，特别是在湿润的空气中表现出对环境的敏感性。次化学计量比的多晶Ni3Al在实验室环境下的室温延伸率约为2.5%，而在干燥氧环境中的室温延伸率则高达约8%，这通常归因于空气中的水汽与金属原子反应生成的氢原子引起的氢脆作用。2.8.4 改善塑性措施 微合金化：多晶的Ni3Al中添加微量硼后明显地消除了沿晶脆性断裂，大幅度提高室温塑性51。这一由Aoki和Izumi在70年代末的发现大大刺激和推动了金属间化合物的研究。硼的作用机理得到了广泛的研究52-54。俄歇电子谱仪的实验结果表明添加的B在晶界偏析导致晶界强化。B改善多晶Ni3Al塑性的另一种解释是基于晶界结构。在Ni3Al中每一Al原子周围有12个近邻Ni原子。这种原子的有序排列关系在晶界处有了改变，会出现Al-Al键合，而一些Ni-Al键合消失。Al-Al键合的出现会导致晶界处原子键合的不均匀性和减弱晶界结合力。添加B可能改善这种晶界结构，甚至可能会导致晶界处形成无序原子排列层。合金化 ：复相结构中增加相（塑性相）的量应当指出，虽然在改善金属间化合物的塑性方面在做了大量工作，但室温脆性仍是金属间化合物工程应用的主要障碍之一，仍需大量研究工作。2.9陶瓷材料的塑性变形由于陶瓷结合键是共价键和离子键的混合键，大多数陶瓷材料在室温下很难发生塑性变形，随温度升高滑移系逐渐开动后可产生塑性变形。因陶瓷是晶体，其塑性变形也是位错运动的结果，但陶瓷的晶体结构非常复杂，还不能象金属和合金那样利用位错理论清楚地描述其塑性变形行为，这方面研究工作也比较少。本节只简要地介绍陶瓷塑性变形的一些实验结果。2.9.1 NaCl型结构陶瓷晶体的塑性变形NaCl型晶体结构如图2.36所示。这种结构叫岩盐（rock salt）结构， 占据所构成的fcc结构的八面体间隙中。在离子晶体中产生一个位错时，必须维持阳-阴离子的位置比例，因此，在（110）面形成刃型位错，需要移去一个分子面（两个原子面），其柏氏矢量大于基本正负离子间距。如图2.37所示，为使晶体回到正常结构，必须移去原子对55。 图2.36 NaCl型结构 在NaCl结构的离子型晶体中，低温时滑移最容易在110面上的方向上发生。在离子型晶体中，几何条件及静电作用都使滑移受到限制。在NaCl型晶体中，是晶体结构最短的平移矢量方向。而且在滑移过程中沿110方向平移不需要最近邻的同性离子变成并列位置，没有大的静电斥力形成。所以NaCl和MgO这类强离子型晶体择优沿110面滑移。在高温下可观察到这些强离子型晶体100滑移系。 图2.37 MgO中刃型位错陶瓷材料中位错运动也受晶格中杂质（溶质）原子影响。具有相同化合价而不同原子半径的置换式溶质原子由于其周围伴生的应变场而提高屈服强度，即固溶强化。由辐照引起的晶格缺陷（空位与间隙原子）同样增加屈报强度。除固溶强化外，还有第二相析出沉淀强化。溶质可以形成第二相颗粒在基体上析出，阻碍位错运动。沉淀强化通常比固溶强化效果显著。图2.38表示出MnO的加入对MgO单晶的强化效果56。 图2.38 MnO掺杂对MgO单晶的强化效果2.9.2 Al2O3晶体的塑性变形Al2O3是一种广泛使用的陶瓷材料，所以其塑性变形特性有特别重要的意义。Al2O3的晶体为刚玉结构，属三方晶系，单胞很大，结构很复杂，用原子层的排列结构和各层堆积次序来描述更容易理解。如图2.39所示，O2-按最紧密排列，第二层的2/3的空隙被Al3+占据，其余位置是空的。图2.39 Al2O3的晶体结构Al2O3单晶在900以上由于在0001滑移系上产生滑移，而在更高温度时，滑移可在棱柱面上沿或方向以及在角锥面上沿和上沿发生，这些非基面滑移也能在较低温度及很高的应力下发生。即使是在1700，产生非基面滑移的应力是产生基面滑移的10倍。Al2O3单晶的屈服应力强烈地依赖于温度和应变速率，而且随温度的增加近似以指数规律下降,如图2.40所示，图中记号表示屈服前断裂。(a) 上屈服应力 (b) 下屈服应力图2.40 单晶氧化铝的屈服应力的温度和应变速度依赖性57第二章参考文献1 Macmillan N H. 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