发布时间 : 星期六 文章上海交大考研材料科学基础总结 - 图文更新完毕开始阅读
1)温度 2)分散相粒子
弥散的第二相质点对于阻碍晶界移动起着重要的作用。当运动的晶界迁移到第二相质点（设为球形）时，第二相质点对晶界的移动产生一阻力，拖住晶界使之不向前移动。 _4rDlim?
3?
3）晶粒间的位向差
晶界的界面能决定于相邻晶粒间的位相差。小角度晶界的界面能小于大角度晶界的，而驱使界面移动的力又与界面能成正比。因此，前者的迁移速度要小于后者。 4)杂质和微量合金元素
溶解原子都能阻碍晶界移动，特别是晶界偏聚现象显著的元素，其作用更大。一般认为被吸附在晶界上的溶质原子会降低晶界的界面能，能拖住晶界使之不易移动
2.异常晶粒长大（二次再结晶）
晶粒的异常长大又称不连续晶粒长大或二次再结晶，是一种特殊的晶粒长大现象，通常发生于一次再结晶后经正常晶粒长大的基体中。其特点为少数晶粒迅速长大，使晶粒之间的尺寸差别显著增大，直到这些迅速长大的晶粒完全接触为止。 1)二次再结晶的驱动力是来自界面能或表面能的降低，而不是来自应变能，所以它比一次再结晶的驱动力要小的多。
2)二次再结晶并不需要重新形核，它是以一次再结晶后的某些特殊晶粒作为基础而长大的，因此，严格说它是特殊条件下的晶粒长大过程，而非再结晶。
3)只有正常晶粒长大受阻的情况才产生二次再结晶，阻碍正常晶粒长大的主要因素有 4)二次再结晶的动力学类似于一次再结晶的动力学，也有一孕育期 5)二次再结晶完成时也产生明显的织构，但它与一次的不同
5.3.5再结晶退火后得组织
1.再结晶退火后的晶粒大小 Grain Size
取决于 预先变形程度：Ψ％ 退火后晶粒 退火温度： t℃ 晶粒 2.再结晶织构 Recrystallization Textures
冷变形金属在再结晶过程中形成的织构称再结晶织构。它与退火织构不同，因不发生再结晶的回复退火也能形成基本上与变形织构相同的退火织构。 再结晶织构与原变形织构之间的关系存在一下情况： a) 晶粒取向保持与原有织构一致 b) 原有织构消失而代之以新的织构 c) 原有织构消失不再形成新的织构。 ※定向形核理论 Oriented Nucleation Theory
当变形量较大并产生变形织构时，因各亚晶的位向相近，而使再结晶形核具有择优取向，长大形成再结晶织构（与原变形织构位向一致） ※定向生长理论 Oriented Growth Theory
Page 41 of 61
认为再结晶的晶粒取向大都是无规则的，只有某些具有特殊位向的晶核才可能迅速向变形基体中长大形成再结晶织构。因晶界的移动速度取决晶界两侧晶粒间的位相差，当基体存在变形织构时，其中大多数晶粒取向是相近的，晶粒不易长大，而某些与变形织构呈特殊位向关系的再结晶晶核，其晶界则具有很高的迁移速度。故发生择优生长，并通过逐渐吞食其周围变形基体达到互相接触，形成与原变形织构取向不同的再结晶织构。 3.退火孪晶
f.c.c.结构的Cu及Cu合金，镍及镍的合金和奥氏体不锈钢等在再结晶退火组织中，常在其晶粒内部出现片状孪晶——退火孪晶
5.4高聚物的力学行为
与金属材料相比，高分子材料的力学性能具有 高弹性和低弹性模量：ee(橡胶)~1000%,
E:0.1~100MPa为金属的1/103 低强度：sb=20~100MPa
粘弹性：弹性变形和粘性流动同时并存，时间因素应考虑
塑性变形ep是粘性流动（分子链相对滑动），而不是靠滑移产生
第6章 单组元相图及纯晶体的凝固
6.1单元系相变的热力学及相平衡
6.1.1相平衡条件和相律
处于平衡状态的多元系中可能存在的相数可用吉布斯相律表示之：
f?C?P?2式中，f为体系自由度数，C为体系组元数，P为相数， 2表示温度和压力二个变量。 在常压下：
f?C?P?16.1.2 单元系相图
Page 42 of 61
上述相图中的曲线所表示的两相平衡时的温度和 压力的定量关系，可由克劳修斯(Clausius)—克拉珀龙 (C1apeyron)方程决定，即
dP?H ? dTT?Vm有些物质在稳定相形成前，先形成自由能较稳定相高的亚稳相
6.2 纯晶体的凝固
6.2.1 液态结构
液体中原子间的平均距离比固体中略大；液体中原子的配位数比密排结构晶体的配位数减小；
液态结构的最重要特征是原子排列为长程无序，短程有序，存在结构起伏。 6.2.2 晶体凝固的热力学条件
?L?T （*） ?GV?mTm
6.2.3 形核
晶体的凝固是通过形核与长大两个过程进行的 ，形核方式可以分为两类： 1）均匀形核核 (Homogeneous nucleation) 2）非均匀形核(Heterogeneous nucleation) 1.均匀形核
a. 晶核形成时的能量变化和临界晶核
假定晶胚为球形，半径为r，当过冷液中出现一个晶胚（Embryo)时，总的自由能变化△G应为 432?G??r?G?4?r? （1） V3
由 d?Gdr?0可得晶核临界半径
2?r*?? （2）
?GV
（*）代入（2），得
2??Tm
r*? Lm??T
由式可知，过冷度△T越大，临界半径则越小，则形核的几率越大，晶核数目增多。 （2）代入（1），得临界形核功 316?? （3） ?G*?3(?GV)2 Page 43 of 61
（*）代入（3），得 3216??Tm ?G*?3(Lm??T)2
已知(2)，临界晶核表面积为 216??2 A*?4?(r*)?2?GV1代入（3），得
?G*?A*? 3因此，形成临界晶核时体积自由能的减少只能补偿表面能的2/3
b. 形核率
形核率受两个因素的控制，即形核功因子（exp(-△G*/kT)）和原子扩散的几率因子（exp(-Q/kT)） ，因此形核率为
??G*?Q
N?Kexp()?exp() kTkT
对于高粘滞性的液体，均匀形核速率很小，以致常常不存在有效形核温度 结论：均匀形核的难度较大。
2. 非均匀形核
由于均匀形核难度较大，所以液态金属多为非均匀形核。
2??L非均匀形核时的临界晶核半径： r*???GV
通常情况下，非均匀形核所需的形核功小于均匀形核功，故非均匀形核所需的过冷度较均匀形核时小。
6.2.4 晶体长大 1. 液—固界面的构造
晶体凝固后呈现不同的形状，可分为小平面形状和非小平面形状两种：
按原子尺度，把相界面结构分为粗糙界面和光滑界面两种，如下图所示：
Page 44 of 61