沖擊載荷下Ni52Ti48 合金的微觀響應特性

呂 超，張旭平，王桂吉，羅斌強，羅 寧，吳恒安，譚福利，趙劍衡，劉倉理，孫承緯

（1. 中國科學技術大學近代力學系，中國科學院材料力學行為和設計重點實驗室，安徽 合肥 230027；2. 中國工程物理研究院流體物理研究所，四川 綿陽 621999；3. 中國礦業大學力學與建筑工程學院深部巖土力學與地下工程國家重點實驗室，江蘇 徐州 221116；4. 中國工程物理研究院應用電子學研究所，四川 綿陽 621999；5. 中國工程物理研究院，四川 綿陽 621999）

形狀記憶合金（Shape memory alloys，SMA）的基本特征是具有在適當的外部刺激下可恢復變形前形狀的能力，并保持較大的可逆變形（通常為5%～10%）[1]，前一個特性稱為“形狀記憶效應”，后者稱為“超彈性或擬彈性”。盡管已發現大量的SMA，但NiTi（Nitinol）是當前研究最多的材料之一，并且在最近的大多數應用中均被列為首選[2]。這主要是由于NiTi 具有諸多出色的特性，如生物相容性、高耐腐蝕性和耐磨性等[3–6]。NiTi 合金常用于航空致動器、地震測試設備、衛星和太空飛行器的保護結構或關鍵部件。在這些應用中，NiTi 合金器件經常面臨諸如高速飛行物撞擊等高壓、高應變率的極端環境[7–8]，因此深入認識高壓和高應變率下NiTi 合金的動力學響應具有重要的科學意義和工程應用價值。

目前唯象經驗的Johnson-Cook 本構模型已被用于描述斜波和沖擊加載下NiTi 的動力學響應行為[9]，能較好地反映動載荷下的宏觀響應特征，但是無法有效描述高壓高應變率下物體變形的微結構特征。亟需從材料微觀變形出發，構建基于微結構物理機制的NiTi 本構模型，以獲取高壓高應變率下NiTi 的微觀變形機制。高壓高應變率下NiTi 的微觀變形研究包括奧氏體-馬氏體相變和以位錯、孿晶為主的塑性變形。20 世紀90 年代以來，圍繞應力誘導的馬氏體相變的應變率敏感特性，材料科學、力學以及凝聚態物理領域的研究者們開始關注動載荷下NiTi 合金的物理力學性質。一般認為，隨著應變率的增加，相轉變速率會趨于極限，即應力誘發的奧氏體向馬氏體相轉變階段在應變率超過6000 s?1時基本不變，表明更高的應變率不能引起NiTi 相變轉換；在6000 s?1以下，先出現馬氏體相變，后出現馬氏體的塑性屈服，高于臨界應變率時，變形為母相奧氏體的位錯誘導的塑性變形[10–14]。2017 年本課題組通過磁驅動高速飛片實驗結合數值模擬證明了奧氏體Ni52Ti48在104～107s?1的沖擊壓縮應變率區間沒有發生相變，并將該結果與此前研究結果的較大差異歸因于NiTi 合金的相變受組分含量的影響較大[9]，這也是本文第2 節的主要內容。

得益于嚴格的電子顯微鏡研究，實驗上已經基本確定了NiTi 的位錯滑移結構以及主要的滑移系，基于密度泛函理論（DFT）的臨界剪切應力預測也與實驗測量值基本吻合。一般認為，當缺乏容易激活的獨立滑移系時，孿晶作為另一種基本的塑性變形模式就會產生。在NiTi 馬氏體中，存在3 種類型的孿晶：Ⅰ型、Ⅱ型和混合孿晶。孿晶的產生包括成核和生長，成核應力遠大于生長應力，而孿晶的成核易受眾多內部和外部因素的影響，包括組分、晶粒尺寸、溫度和應變率等[15]，意味著強沖擊加載環境下NiTi 的孿晶模式可能與常壓下存在很大的不同，理解高壓高應變率下NiTi 的孿晶模式有利于準確預測極端環境下孿晶的臨界剪切應力。探索高壓高應變率下NiTi 的位錯、孿晶等微結構的動力學演化過程具有重要的科學意義，原子空間尺度分子動力學方法常被用于闡明原子尺度下NiTi 的微結構演化過程。Yin 等[16]使用Zhong 等[17]的改進勢函數，發現隨著初始環境溫度的升高，一維應力下單晶NiTi 的沖擊變形模式由相變/孿晶轉變為單一的位錯運動。Yazdandoost 等[18]進一步研究了局部沖擊荷載下單晶和多晶材料的沖擊行為與能量耗散的關系，基于應變提出了檢測相變和塑性變形的判據，還考慮了晶粒尺寸和晶界類型的影響。Wang 等[19]利用Ko 開發的MEAM 勢函數，研究了單晶NiTi 在一維應變沖擊加載條件下的動態響應，包括孿晶、相變、退孿晶等行為。目前這些研究多限于單晶樣品，加載條件較單一。基于上述模擬研究現狀及2017 年本課題組的實驗工作，2020 年我們進一步開展了不同沖擊加載速度和初始環境溫度下Ni52Ti48合金的微結構演化特征和變形機制研究，試圖對實驗工作給予一定的解釋[20]。該模擬工作與實驗工作一同在第2 節中進行介紹，第3 節探討了沖擊加-卸載拉伸下Ni52Ti48合金的層裂強度隨初始溫度和沖擊速度的演化關系。相關研究結果對深入認識Ni52Ti48合金的動力學特性具有重要的科學意義，也有助于其在一些極端服役環境下的應用。

1 材料準備及實驗和模擬方法介紹

實驗樣品為近等原子比Ni52Ti48合金，由中國西北形狀記憶合金公司提供，材料的基本數據見表1[9]，其中： ρ為密度，CLO為縱向聲速，Cs為剪切聲速，Cb為體聲速， ν為泊松比，TMs為馬氏體的起始相變溫度，TMf為馬氏體的最終相變溫度，TAs為奧氏體的起始相變溫度，TAf為奧氏體的最終相變溫度。圖1 為電子背散射衍射（Electron backscattered diffraction，EBSD）微觀表征結果，可以看出，實驗樣品沒有明顯的擇優取向，取向較分散，平均晶粒尺寸約為35 μm。實驗中NiTi 合金樣品的初始平面度約1 μm，光潔度約20 nm，通過飛片和樣品的精加工，控制初始飛片與樣品撞擊表面的平行度為3 μm左右。

表1 實驗用NiTi 合金材料的基本數據[9]Table 1 Characteristics of as-received NiTi alloy[9]

沖擊壓縮和沖擊壓縮-卸載拉伸實驗都在大電流脈沖功率裝置CQ-4 上進行[21–22]。平板沖擊壓縮實驗原理和平板沖擊壓縮實驗的典型速度曲線分別如圖2(a)和圖2(b)所示。沖擊壓縮實驗中，為了避免沖擊加載下邊側稀疏波在反射后向樣品內部傳播，依據阻抗匹配原則，采用與NiTi 樣品波阻抗接近的銅作為動量陷阱進行沖擊壓縮后的樣品回收，以捕獲動量并衰減加載應力波，實現了NiTi 樣品的回收。速度波剖面均呈現出明顯的雙波結構，樣品經歷了典型的彈塑性轉變。Ni52Ti48合金的沖擊雨貢紐關系為D= 4.351 + 1.588u（0.1 km/s

圖1 EBSD 測得的Ni52Ti48 合金顯微組織的反極圖(a)[9]、取向分布散點圖(b)及取向分布密度圖(c)Fig. 1 Inverse polo figure (IPF) map[9] (a), scatter diagrams (b) and contour map (c) of as-received polycrystalline NiTi samples measured by EBSD

圖2 電磁驅動平板沖擊壓縮實驗原理(a)及平板沖擊壓縮實驗典型速度曲線(b)[9]Fig. 2 Schematic of magnetically driven planar shock experiments (a) and typical velocity profiles of shock wave experiments (b)[9]

圖3 電磁驅動平板沖擊壓縮-卸載拉伸實驗原理(a)及樣品自由面速度歷史(b)[23]Fig. 3 Schematic of magnetically driven planar shock compression and unloading tensile experiments (a)and the free surface velocity profiles of samples (b)[23]

非平衡分子動力學模擬（Non-equilibrium molecular dynamics simulation，NEMD）在大規模原子分子大規模并行模擬器（Large-scale atomic molecular massively parallel simulators, LAMMPS）上開展[24]。采用Lai 等開發并經Zhong 等改進的嵌入式原子方法（EAM）勢[17,25]，該勢較好地描述了靜態壓縮/拉伸下NiTi 的力學性能與微觀結構之間的關系。對于溫度變化引起的NiTi 相變也有合理的解釋，高應變率沖擊載荷下該勢的適用性和可靠性驗證工作詳見文獻[20]。

2 沖擊壓縮加載下Ni52Ti48 合金的微觀特性

2.1 回收樣品顯微分析

利用動量陷阱回收技術，有效回收了沖擊壓縮下的Ni52Ti48合金樣品，結合X 射線衍射（X-ray diffraction，XRD）和EBSD 金相顯微分析技術，對樣品進行了微觀特性表征。盡管應力誘發的馬氏體轉變在釋放時是可逆的，但是在回收樣品中仍可觀察到一些馬氏體的殘存結構。圖4 和圖5 所示的XRD 和EBSD 分析結果均未觀察到馬氏體結構，表明沖擊壓縮后樣品沒有發生奧氏體至馬氏體轉變，而是發生了彈塑性轉變，與圖2(b)給出的宏觀速度波剖面結果一致。

退火后的初始NiTi 樣品（見圖1(a)）為晶粒分布均勻的典型等軸晶組織，無明顯織構化組織，平均晶粒尺寸為30～40 μm 。經平板沖擊壓縮加載后，在Ni52Ti48合金內部除了形成大角度晶界，還產生了高密度的小角度晶界，它由高密度位錯組織結合而成，包含位錯纏結、位錯墻等，如圖5(a)所示?；厥盏腘i52Ti48樣品中產生了變形孿晶和再結晶，變形孿晶和再結晶在特定區域內同時存在，再結晶顆粒在晶粒內部均勻分布，這可能是由溫度效應引起的，也可能是由變形孿晶成長形成。

圖4 初始和實驗回收多晶NiTi 樣品的XRD 譜[9]Fig. 4 XRD patterns of as-received and experimentally recovered polycrystalline NiTi samples[9]

圖5 沖擊加載速度up = 0.927 km/s 時沖擊壓縮回收NiTi 樣品的反極圖(a)以及孿晶(b)和再結晶(c)的局部放大圖Fig. 5 (a) EBSD characterizations of experimentally recovered polycrystalline NiTi samples at shock loading velocity up = 0.927 km/s at room temperature, and the corresponding amplified configurations in (a),which represent (b) twins and (c) re-crystalline, respectively

圖6(a)所示的反極圖（IPF）顯示，代表不同取向的點分布得比較分散，沒有主要的分布顏色，證明所測區域無擇優取向。圖6(b)中y0、z0方向的晶向分布比較均勻，而x0方向的反極圖中晶向略有集中，最強極密度強度為2.25，與圖1(b)和圖1(c)對比表明，NiTi 合金經沖擊壓縮加載后沒有發生非常強烈的擇優取向，取向除x0方向外依然較分散。

圖6 沖擊壓縮加載下NiTi 樣品在橫向（x0）、縱向（y0）和法向（z0）的取向分布散點圖(a)和取向分布密度圖(b)Fig. 6 IPF distribution of horizontal (x0), longitudinal (y0) and normal (z0) direction of NiTi under shock compression: (a) scatter diagrams, (b) contour map

圖7 是經分析軟件處理得到的初始NiTi 合金樣品和沖擊加載后回收樣品的{001}、{011}和{111}極圖。沖擊壓縮加載后回收樣品的極圖顏色對比較明顯，密度強度相差較大，藍色低密度強度面積占比較大，在{001}極圖中存在最高密度強度，最高密度強度為4.84。而初始NiTi 合金樣品的極圖中，綠色低密度強度面積占比較大，在{001}極圖中存在最高密度強度，最高密度強度為3.19。這表明沖擊壓縮加載后回收樣品所選區域中晶向的規律性比初始樣品強。

圖7 NiTi 合金初始樣品(a)和沖擊壓縮回收樣品(c)的極射赤面（赤道面）投影圖及其對應的晶界角度分布(b, d)Fig. 7 Pole figures (equatorial plane) of NiTi: (a) as-received and (c) recovered samples under shock compression;(b) and (d): the histograms of frequency and distribution of the boundaries for (a) and (c), respectively

初始樣品和沖擊壓縮回收樣品內部晶界分布如圖7(c)和圖7(d)所示?？梢姡〗嵌染Ы绫壤黠@上升，晶界取向小于10°的小角度晶界明顯增多，與EBSD 表征結果吻合，說明材料經歷了明顯的塑性變形。此外，圖7(b)和圖7(d)所示的初始樣品和變形回收樣品的晶界角度頻率分布直方圖顯示，變形回收樣品中產生了約70.5°的新晶界類型，結合圖4 中的XRD 分析結果，可以認為產生的是{112}奧氏體孿晶。這說明在B2 奧氏體近等原子NiTi 的沖擊壓縮實驗中沒有產生馬氏體相，高應變率下的變形方式為塑性變形，包括位錯、孿晶、新晶粒等。

2.2 孿晶、新晶粒等微結構演化的分子動力學模擬

為了解釋實驗中所觀察到的孿晶和再結晶現象，采用分子動力學模擬研究了其可能機理。圖8 顯示了在環境溫度300 K 下以不同沖擊粒子速度up（0.6、0.8 和1.0 km/s）沖擊壓縮時nc-NiTi 的NEMD模擬結果。隨著沖擊波（持續時間35 ps）的傳播，nc-NiTi 中存在多種應力狀態，在圖8(b)～圖8(d)中用紅色虛線區分，標記為Relaxed、Unloading、Shocked 和Unshocked。在整個模擬過程中，沒有發生相變，與實驗結果一致。NiTi 樣品的宏觀沖擊實驗和微觀NEMD 沖擊模擬顯示出非常相似的塑性變形特性，模擬中生成的所有孿晶均為{112}類型，與實驗結果一致。為方便起見，在nc-NiTi 的NEMD 模擬中將處于3 個不同位置和階段的孿晶標記為T1、T2 和T3，NG 表示在沖擊載荷下形成的新晶粒。

圖8 不同沖擊粒子速度下的一維應力波剖面演化(a)；不同沖擊粒子速度下的演化結果比較：(b) 0.6 km/s，(c) 0.8 km/s，(d) 1.0 km/s（不同的狀態以紅色長劃線區分，微結構包括孿晶T1、T2、T3 和新晶粒（NG），用CNA 方法進行表征，沖擊方向用黑色箭頭標示）；初始奧氏體以及圖8(b)、圖8(c)和圖8(d)所示nc-NiTi 模型的模擬XRD 分析結果(e)[20]Fig. 8 (a) 1D pressure profiles in nc-NiTi under different shock-loading velocities; comparisons of simulated results corresponding to (a) at initial ambient temperature 300 K and different loading velocities: (b) 0.6 km/s, (c) 0.8 km/s,(d) 1.0 km/s (Different states are distinguished by red long dashes. The microstructures are characterized by CNA methods: twin T1, T2, T3 and new grain (NG). The shock direction is labelled by black arrows.); the simulated XRD patterns (e) of the nc-NiTi models for initial austenite, Fig.8(b), Fig.8(c) and Fig.8(d), respectively[20]

2.2.1 三晶界附近變形模式的沖擊載荷速度依賴性

圖9 nc-NiTi {112}奧氏體孿晶T1 在沖擊速度up = 0.6 km/s 下的成核和擴展[20]Fig. 9 Nucleation and growth of {112} twin T1 in austenite phase at shock loading velocity up = 0.6 km/s for nc-NiTi[20]

圖10 在up = 0.6 km/s 和up = 0.8 km/s 兩種情況下孿晶和位錯的競爭機制[20]Fig. 10 Competition mechanism of twins and dislocations at up = 0.6 km/s and up = 0.8 km/s[20]

與up= 0.6 km/s 和up= 0.8 km/s 的情況不同，up= 1.0 km/s 時三叉晶界處產生了非晶剪切帶而非孿晶，如圖11 所示。這是由于當沖擊波通過三叉晶界時，在該區域（27.5 ps）積累局部應力。當超過孿晶（和位錯）模式的應變適應能力時，會導致來自三叉晶界處的非晶剪切帶成核（35.0 ps）[30]。徑向分布函數（RDF）計算驗證了在上述區域中產生了非晶態結構。

圖11 up = 1.0 km/s 時三叉晶界處形成的非晶剪切帶以及B2 結構的sc-NiTi 和nc-NiTi 中非晶剪切帶的徑向分布函數g(r)[20]Fig. 11 Formation of amorphous shear band at grain boundaries (GBs) triple junction for shock loading velocity up = 1.0 km/s,and the radical distribution function g(r) of the B2 structure sc-NiTi and amorphous shear band in nc-NiTi[20]

2.2.2 納米級旋轉變形導致nc-NiTi 中產生新晶粒

利用分子動力學模擬對新晶粒的產生進行了解釋。如圖12(a)所示，原晶粒（Parental grain，PG）由大角度晶界（Large angle grain boundary，LAGB）和小角度晶界（Small angle grain boundary，SAGB）構成。up= 0.8 km/s 時，沖擊波通過該區域后，在大角度晶界和小角度晶界處都發生了納米級的集體理想剪切。這會導致從大角度晶界激發出的相同{112}<111>滑移系統（以及具有{110}<100>滑移系統的小角度晶界）激發出若干位錯，并且相鄰位錯滑移面之間的距離大約只有兩個晶格寬度。

如圖12(b)所示，在位錯滑行區域中產生了納米擾動壁，它由具有很小的伯氏向量 ±b（小于相應的全位錯，如a<111>、a<100>）的非晶體位錯組成。納米擾動壁會引起該區域的旋轉變形。當b的大小增加到完全位錯b0時，納米擾動壁最終消失，并且對應于平行位錯的整個區域完成旋轉?？紤]到原晶粒的大角度晶界和小角度晶界都朝向晶粒內部發出位錯，因此從大角度晶界和小角度晶界發出的位錯滑移系是不同的，這些位錯在原晶粒內部相遇并發生相互作用，從而阻礙位錯的傳播，并在位錯相互作用區域產生晶界，形成新的晶粒[31]。用OM 方法可以更清楚地識別出新晶粒的形成過程，新晶粒的取向與原晶粒明顯不同。圖12(g)～圖12(h)顯示了納米旋轉變形產生的新晶粒的原理。

3 沖擊加-卸載拉伸作用下Ni52Ti48 合金的響應特性

基于CQ-4 裝置，利用平板沖擊加-卸載拉伸實驗和樣品軟回收實驗技術，開展了不同加載壓力下Ni52Ti48的層裂強度測量，實驗原理如圖3(a)所示，利用DLHV 測得的樣品自由面速度剖面如圖3(b)所示。據此進一步處理得到Ni52Ti48合金的Hugoniot 彈性極限 σHEL和層裂強度 σsp等信息。其中，4 發沖擊實驗中只有Shot 740 沒有發生層裂，處理得到該實驗條件下Ni52Ti48合金的層裂強度為 (3.05 ± 0.20) GPa，Hugoniot 彈性極限 σHEL約為3.0 GPa，Hugoniot 彈性極限與Zhang 等[9]的彈塑性轉變結果一致。

圖12 (a)～(c) up = 0.8 km/s 時新晶粒的微結構演變，(d)～(f) 微結構演變沿x 軸的OM 分析結果，(g)～(h) 變形前后B2-NiTi 在(011)面上的投影[20]Fig. 12 (a)–(c) Microstructural evolution of new grain for shock loading velocity up = 0.8 km/s; (d)–(f) the corresponding region based on OM analysis along the x axis; projection of B2-NiTi crystal position on (011) plane before (g) and after (h) deformation[20]

3.1 回收樣品顯微分析

層裂實驗回收樣品的EBSD 表征分析結果如圖13 所示。當加載峰值應力 σH= 6.4 GPa 時，材料內部形成大量再結晶組織，并出現大量新晶粒，在個別晶粒內仍然可以看到孿晶組織，并且變形組織內部出現孔洞。如圖13(d)所示，當加載峰值應力 σH= 8.5 GPa 時，層裂區晶粒完全被拉長和破碎，形成大量的微小晶粒，晶粒取向變化較大，且孿晶特征出現概率減小。如圖13(g)所示，當加載峰值應力 σH=12.4 GPa 時，層裂區晶粒碎化嚴重，形成大量的微小晶粒，晶粒取向變化較大，反映材料在層裂區域具有很大的塑性變形和再結晶趨勢?？傊?，隨著加載峰值應力的增大，層裂區域的孿晶特征逐漸減弱，再結晶趨勢增強。

圖13 沖擊拉伸實驗回收樣品的EBSD 表征分析結果：(a)～(c) Shot 741, (d)～(f) Shot 739, (g)～(h) Shot 738Fig. 13 EBSD characterization analysis results of samples recovered from shock tensile experiments:(a)–(c) Shot 741, (d)–(f) Shot 739, (g)–(h) Shot 738

圖14 NiTi 合金沖擊拉伸實驗回收樣品的極射赤面（赤道面）投影圖：(a) Shot 741，σ H = 6.4 GPa；(b) Shot 738，σ H = 12.4 GPaFig. 14 Pole figures (equatorial plane) of the NiTi alloy recovered from shock tensile experiments:(a) Shot 741, σ H = 6.4 GPa; (b) Shot 738, σ H = 12.4 GPa

圖14 顯示了加載峰值應力為6.4 和12.4 GPa 時回收樣品的{001}、{011}和{111}極圖?？梢钥闯?，兩者的極圖顏色都比較明顯，密度強度相差較大，其中藍色低密度強度面積占比較大，并且都在{001}極圖中存在最高密度強度，最高密度強度為24.48 和17.36。與圖7 中初始NiTi 合金樣品、沖擊壓縮加載后回收樣品和準等熵加載后回收樣品的極圖對比表明，沖擊拉伸加載后回收樣品所選區域中晶向的規律性比初始樣品和沖擊壓縮加載回收樣品高，晶向織構更明顯，有極強的擇優取向。隨著沖擊拉伸加載峰值壓力的增大，最高密度強度的降低也源于孿晶特征變弱、再結晶特征增強。

圖15 顯示了對應于圖13 中EBSD 表征結果的局部變形程度以及變形結構、再結晶結構、亞結構分布。當加載峰值應力 σH= 8.5 GPa 時，層裂位置的變形局域化趨勢明顯，層裂發生過程中，隨著加載的進行，材料內部在大變形過程中同時發生再結晶（與壓縮條件類似），并且在位錯密度較高位置形成亞結構（亞晶粒）。當 σH= 12.4 GPa 時，層裂位置的變形局域化趨于平均，與此同時，在層裂發生過程中，變形區域、再結晶區域和亞結構區域的分布趨于均勻。

圖15 對應于圖13 中EBSD 表征結果的局部變形程度以及變形結構、再結晶結構和亞結構分布：(a)～(b) Shot 739，σ H = 8.5 GPa；(c)～(d) Shot 738，σ H = 12.4 GPaFig. 15 Local deformation degree and distribution of the deformed structure, recrystallized structure, and substructure ofthe EBSD characterization in Fig.13: (a)–(b) Shot 739, σ H = 8.5 GPa; (c)–(d) Shot 738, σ H = 12.4 GPa

3.2 多晶NiTi 層裂的MD 模擬

對不同初始環境溫度（300、500 和1000 K）下三維多晶Ni52Ti48合金模型在不同沖擊粒子速度（0.2、0.4、0.6 km/s）下的響應進行了MD 模擬。對MD 模擬結果沿沖擊加載方向（x軸）進行切片分析，將模型沿加載方向按照每個bin 的寬度為5 ?進行劃分，計算每個切片的溫度T、Hugoniot 應力σxx、粒子速度等。每0.5 ps 進行一次切片分析。提取模型中最靠近自由面的bin 的粒子速度作為模擬的自由面速度[23]。不同初始環境溫度和不同沖擊速度對應的典型自由面速度曲線如圖16 所示。

圖16 不同初始環境溫度及不同沖擊速度下的自由面速度歷史Fig. 16 Free surface velocity histories corresponding to different shock loading velocities and initial ambient temperatures

通過沿沖擊加載方向進行切片分析，得到了每個bin 在各個瞬時的Hugoniot 應力，定義層裂發生前一刻的最大Hugoniot 應力為層裂強度。參考實驗中根據自由面速度歷史確定層裂強度的方法（稱為聲學方法[32]），也可以在模擬中得到對應的層裂強度。不同初始環境溫度下通過沿沖擊加載方向的切片分析方法和聲學方法得到了層裂強度和拉伸應變率，如表2 所示。

表2 不同初始環境溫度下的層裂強度和拉伸應變率Table 2 Spall strength and tensile strain rate at different initial ambient temperatures

從圖17 可以看出：隨著卸載拉伸應變率的增加，NiTi 合金的層裂強度增加；在105s?1的拉伸應變率下，通過實驗得到的層裂強度為(3.05 ± 0.20) GPa，而在300 K 的環境溫度、1010s?1的拉伸應變率下，通過MD 模擬得到的層裂強度為(10.0 ± 0.5) GPa，表現出明顯的卸載拉伸應變率效應。

圖17 不同應變率下NiTi 合金的層裂強度Fig. 17 Spall strength of NiTi alloys at different strain rates

4 總 結

基于大電流脈沖功率電磁驅動裝置CQ-4，開展了近等原子比Ni52Ti48合金的平板沖擊壓縮和壓縮加-卸載拉伸實驗，借助動量陷阱和軟回收實驗技術，研究了沖擊加載下Ni52Ti48合金的動力學響應，回收樣品的顯微表征結果表明：Ni52Ti48在沖擊壓縮過程中以塑性變形為主，包括位錯、孿晶及再結晶等，而在卸載拉伸過程中變形孿晶的幾率較小，變形方式主要為位錯滑移和再結晶。MD 微觀模擬重現了實驗中觀察到的奧氏體孿晶和再結晶現象，給出了{112}奧氏體孿晶的成核、擴展、位錯的競爭機制以及再結晶物理機制，得到了高應變率下層裂強度隨初始溫度和沖擊速度變化的關系。

本文介紹的Ni52Ti48合金在高壓高應變率下的微觀特性僅僅涉及NiTi 高壓研究中的一部分，高壓下NiTi 合金仍存在很多問題亟待解決。一方面，NiTi 的高壓研究需要更多精妙的實驗設計；另一方面，NiTi 的MD 模擬受計算規模的限制只能重現有限壓力范圍的實驗現象，未來的研究將集中在改進勢函數以及進一步擴大模擬系統的規模上，進而得到更高壓力、更復雜極端條件下的NiTi 合金性能，如考慮初始缺陷的影響、輻射模擬等。此外，NiTi 形狀記憶合金在微納尺度的應用也愈加廣泛，如微執行器、微泵等，其結構設計理論在微納NiTi 研究中也將持續發揮重要作用。

感謝中國工程物理研究院流體物理研究所吳剛、陳學秒、稅榮杰、胥超、鄧順益等在實驗過程中給予的幫助！感謝中國礦業大學現代分析與計算中心提供的超算機時！