孿晶界對Cr26Mn20Fe20Co20Ni14高熵合金力學行為影響的分子動力學模擬*

申天展 宋海洋 安敏榮

(西安石油大學材料科學與工程學院,西安 710065)

高熵合金突破了傳統合金的組成框架,呈現出獨特而優越的力學性能.然而,作為合金家族近年來出現的新成員,高熵合金的潛在變形機制亟需進一步揭示.本文采用分子動力學模擬方法研究了納米孿晶Cr26Mn20 Fe20Co20Ni14高熵合金在拉伸載荷下的力學性能,從原子水平揭示了孿晶界對納米孿晶Cr26Mn20Fe20Co20Ni14高熵合金變形行為的影響.研究結果表明,納米孿晶Cr26Mn20Fe20Co20Ni14高熵合金的屈服強度隨著孿晶界間距的減小而增大,呈現Hall-Petch 關系.然而,孿晶界間距存在一個臨界值,使得高熵合金的屈服強度在該值前后對孿晶界間距的敏感度發生了明顯改變.研究指出,隨著孿晶界間距的減小,納米孿晶Cr26Mn20Fe20Co20Ni14高熵合金的變形機制發生了從以位錯滑移主導到以非晶化相變為主的轉變.本文的研究結果對于設計和制備高性能的高熵合金具有一定的參考價值和指導意義.

1 引 言

高熵合金(high-entropy alloys,HEAs)作為一種新型金屬材料,因其優異的性能受到了廣泛關注,如高強度、高硬度、優異的耐磨性、抗氧化性及耐腐蝕性[1,2],被認為是許多具有挑戰性工業應用的潛在候選材料.2004 年,Cantor 等[3]首次發現了一種新型的單相面心立方(face centered cubic,FCC) CrMnFeCoNi HEA,引發了激烈的學術探討浪潮.隨后,尋求影響HEAs 優異性能的內在“基因”成為國內外學者關注的焦點.界面是材料內部力學特性傳遞的橋梁,界面結構對納米多晶金屬材料的塑性、強度及變形機制扮演著重要的角色.孿晶界是一種低能的、穩定的晶界結構,它可以有效阻礙位錯的運動和滑移,從而提升材料的力學性能[4,5],這使得納米孿晶結構材料具有巨大的發展潛力和廣闊的應用前景.目前,人們已經做了大量的工作來研究孿晶界對金屬材料變形機制和強化機理的影響,但主要還是聚焦在對傳統合金的研究[6?9],孿晶界對HEAs 力學性能和變形機制的影響仍有待進一步研究.近年來,Hsieh 等[10]研究了CrMnFeCoNi HEA 在室溫下高應變速率壓縮下的塑性變形和相變行為,發現塑性變形通過擴展層錯和變形孿晶實現,并誘導了密排六方(hexagonal close packed,HCP)結構相變.Tian 等[11]從原子水平揭示了納米孿晶FeNiCrCoCu HEA的納米壓痕行為,其塑性變形主要受第一孿晶層約束的位錯滑移、孿晶界的遷移、孿晶界處位錯形核和層錯四面體的形成控制.Yan 等[12]研究了納米孿晶CrCoFeNi HEA的力學性能,研究指出HEA的強度首先隨著孿晶界間距的減小而增加,當到達一臨界值時,HEA的強度隨著孿晶界間距的減小而減小,呈現反Hall-Petch 關系.就當前對孿晶結構的HEAs 力學性能的研究現狀而言,雖然取得了初步成果,證明了孿晶界可以有效提升HEAs的力學性能,但是孿晶界在變形過程中扮演的角色仍不清晰,為了設計高塑性高強度HEAs,孿晶界對HEAs變形機制的影響規律仍需進一步揭示.

2014 年,Gludovatz 等[13]驚奇地發現CrMn FeCoNi HEA 在零下200 ℃展現了比常溫更優越的塑性,其優異的性能歸因于變形過程中形成的機械納米孿晶,這一奇特現象震驚了學術界,而CrMnFeCoNi HEA 也引起了國內外學者的關注.在實驗中,研究人員發現具有FCC 結構的CrMn FeCoNi HEA 中存在大量孿晶[14,15],孿晶界對該HEA 體系力學性能的提升過程中扮演著重要的角色.基于以上考慮,本文以納米孿晶FCC Cr26Mn20Fe20Co20Ni14HEA(nt-Cr26Mn20Fe20Co20Ni14HEA,nt-HEA)作為研究對象,采用分子動力學模擬方法系統地研究了孿晶界間距λ對nt-HEA 力學性能和變形行為的影響,揭示了孿晶界間距對nt-HEA塑性變形模式的影響規律.本文的研究結果可為設計高性能的HEAs 提供一定的理論依據和先期指導.

2 模擬方法和模擬過程

本文采用分子動力學模擬方法對nt-HEA 在拉伸過程中的微觀機制演化規律進行了模擬.采用Atomsk 建模軟件[16]構建了nt-HEA 模型,此軟件作為一種成熟的建模軟件已廣泛應用于各種晶體結構的建模研究中[12,17].nt-HEA 模型如圖1(a)所示,nt-HEA 中的Cr,Mn,Fe,Co,Ni 原子分數分別為26%,20%,20%,20%,14%,并且隨機分布在FCC 晶格中.為了研究孿晶界間距對nt-HEA 力學性能的影響,在所有nt-HEA 模型中嵌入了等間距的孿晶界,并設計了不同孿晶界間距(λ=0.62,1.24,2.48,3.72,4.96,6.20 nm)的nt-HEA 模型,如圖1(b)所示.值得注意的是,λ=0.62 nm 是由3 個原子層組成的理論上最小的孿晶界間距[12].每個模型在X,Y,Z方向的幾何尺寸大約為13.0nm×2.7nm×25.0nm,包含約10萬個原子,模型的X,Y,Z軸分別對應晶體的和[ 1 11 ]晶向.在對nt-HEA 進行拉伸變形前,采用等溫-等壓(NPT)系綜在300 K 下松弛40 ps,時間步長為1 fs,使用Nose-Hoover 恒溫器[18]控制溫度.在模擬拉伸加載過程中,Y和Z方向施加周期邊界條件,X方向施加自由邊界條件,沿Z方向以5 × 108s–1的恒定應變率在300 K 溫度下進行單軸拉伸加載.

圖1 (a) nt-HEA的原子分布圖;(b) nt-HEA的模型結構圖,其中綠色區域代表FCC 結構,紅色區域代表孿晶界(TB);(c) CrMnFeCoNi HEA 與Cr26Mn20Fe20Co20Ni14 HEA的SFE 曲線圖Fig.1.(a) Atomic distribution of the nt-HEA;(b) model structure of the nt-HEA,in which the green regions represent the FCC structure and the red regions represent the twin boundary(TB);(c) SFE curves of CrMnFeCoNi HEA and Cr26Mn20Fe20Co20Ni14 HEA.

勢函數的正確選擇是保證分子動力學模擬結果準確性和可靠性的關鍵.本文采用Choi 等[19]提出的第二近鄰修正嵌入式原子方法勢模擬原子間的相互作用,該勢函數已成功地應用于CrMnFe-CoNi HEA 力學性能的模擬研究,并獲得了可靠的研究結果[20,21].本文通過LAMMPS[22]軟件進行模擬,采用可視化工具OVITO[23]分析變形過程中微觀結構的演化規律,利用公共近鄰分析法(common neighbor analysis,CNA)[24]分析晶體的變形行為,采用位錯提取法(dislocation extraction algorithm,DXA)[25]識別位錯的類型.在使用CNA分析晶體結構時,用綠色代表FCC 結構原子,紅色代表HCP 結構原子,白色代表無序結構原子.

為了計算層錯、馬氏體和退孿晶形成的能量路徑,構建了一個方向為,Z=[ 1 11 ]的矩形單元,并在X和Y方向施加周期邊界條件,在Z方向施加自由表面邊界條件.然后將單元的下半部分固定,上半部分沿著X方向在{111}滑移面上剛性剪切.每次剪切后通過共軛梯度算法進行能量最小化,計算出當前結構對應的能量,然后利用剪切前后的能量差來計算滑移面上單位面積的能量.

Gao 等[14]研究了元素濃度對CrMnFeCoNi體系HEA 變形機制的影響,研究結果表明堆垛層錯能(stacking fault energy,SFE)決定了CrMnFe CoNi 體系HEA 中形變孿晶或位錯滑移的發生.因此,本文首先計算了等原子分數CrMnFeCoNi HEA 與非等原子分數Cr26Mn20Fe20Co20Ni14HEA的SFE,如圖1(c)所示.由于層錯區附近元素的隨機排列,HEA的SFE 值會發生波動,而不是一個單一的值.因此在模擬中,通過隨機填充元素進行了6 次計算獲得了CoNiCrFeMn HEA 和Cr26Mn20Fe20Co20Ni14HEA的SFE 平均值及誤差分別為–(41±5) mJ·m–2和–(60±3) mJ·m–2.相比等原子分數的CrMnFeCoNi HEA,非等原子分數Cr26Mn20Fe20Co20Ni14HEA 具有更低的SFE,說明在其在變形過程中位錯更容易形核與滑移.并且計算獲得的CrMnFeCoNi HEA 層錯能與Xiao 等[26](相同勢函數)的計算結果(–46 mJ·m–2)和第一性原理計算[27]得到的結果(–50 mJ·m–2)相符,這也證明了本文所選用的勢函數是準確且可靠的.

3 結果與討論

3.1 孿晶界間距對nt-HEA 力學性能的影響

為了研究孿晶界間距對nt-HEA 力學行為的影響,圖2(a)給出了不同孿晶界間距nt-HEA的應力-應變曲線.從圖2(a)可看出,nt-HEA的變形過程分為兩個階段:彈性階段和塑性階段.在彈性階段,隨著應變量的不斷增大,所有模型的應力以相同的斜率增加,說明nt-HEA的楊氏模量幾乎不受孿晶界間距的影響.除此之外,曲線發生了明顯的波動,這是由于自由表面處一部分原子鍵的懸空,溫度作用破環了這些原子的平衡,導致原子發生劇烈熱運動引起的[28].當nt-HEA的應力達到峰值后,隨著應變的繼續增加,所有模型的應力都發生了陡然下跌,這意味著它們進入了塑性變形.圖2(b)給出了nt-HEA的屈服強度、屈服應變隨孿晶界間距的變化關系,結果表明屈服強度與孿晶界間距呈Hall-Petch 關系,并且孿晶界間距對nt-HEA的強化存在一個臨界值(2.48 nm).研究指出,nt-HEA的屈服強度在該臨界值前后對孿晶界間距的敏感度發生了變化,如圖2(b)所示.當孿晶界間距從6.20 nm 減小到2.48 nm(即λ>2.48 nm),屈服強度從9.85 GPa 增加到10.18 GPa,增加了約3.3%.而當孿晶界間距從2.48 nm 減小到0.62 nm時(即λ≤ 2.48 nm),屈服強度從10.18 GPa 增加到11.56 GPa,增加了約13.5%.這說明,當孿晶界間距減小到這一臨界值之后,孿晶界對nt-HEA 屈服強度的影響會顯著增強.

圖2 (a)不同孿晶界間距nt-HEA的應力-應變曲線;(b) nt-HEA的屈服強度、屈服應變隨孿晶界間距的變化曲線Fig.2.(a) Stress-Strain curves of the nt-HEA with different twin boundary spacing;(b) curves of the yield stress and yield strain of the nt-HEA with the twin boundary spacing.

眾所周知,納米孿晶金屬的屈服行為取決于位錯源數與孿晶界對位錯產生的排斥力之間的競爭關系.在孿晶界間距較大時(即λ>2.48 nm),位錯源對屈服強度的影響起主導作用,此時孿晶界間距對材料的屈服強度強化趨勢如曲線L1.隨著孿晶界間距的減小,位錯源對屈服強度的影響越來越弱,而排斥力的影響會增加[29],當孿晶界間距低于一臨界值時(即λ≤ 2.48 nm),孿晶界引起的排斥力占據了主導因素,屈服強度強化趨勢如曲線L2.需要注意的是,本文的研究結果未發現反Hall-Petch關系,這與nt-HEA 具有負的SFE 是密切相關的[17].與屈服強度相似,屈服應變也隨著孿晶界間距的減小而持續增加,如曲線L3和L4所示,這與Sun 等的研究結果[30]一致.研究結果指出,孿晶界間距的減小不但提高了nt-HEA的屈服強度,也增強了nt-HEA的屈服應變.

從圖2(a)可以發現,在塑性變形過程中,nt-HEA 流動應力隨著應變的增加而減小,但是不同孿晶界間距的nt-HEA 減小的速度有明顯的差異.為了定量描述孿晶界間距對nt-HEA 塑性變形行為的影響,本文計算了不同孿晶界間距的nt-HEA在10%—15%應變間的平均流動應力,其變化分布如圖3 所示.從圖3 可以觀察到,λ=0.62 nm和λ≥ 4.96 nm的nt-HEA 擁有更高的平均流動應力,而0.62 nm <λ<4.96 nm的nt-HEA的平均流動應力相對較低,這說明具有不同孿晶間距的nt-HEA 存在不同的塑性變形行為,對于造成這種差異的原因隨后將進行討論.

圖3 不同孿晶界間距的nt-HEA 在10%—15%應變間的平均流動應力分布Fig.3.Average flow stress distribution of the nt-HEA with different twin boundary spacing at 10%–15% strain range.

3.2 孿晶界間距對nt-HEA 塑性變形行為的影響

為了研究孿晶界間距對nt-HEA 塑性變形行為的影響,根據平均流動應力的分布差異,本文選取了孿晶界間距為4.96,3.72,0.62 nm的代表性模型進行分析.圖4 給出了孿晶界間距為4.96 nm的nt-HEA 在不同應變下的結構快照圖.從圖4(a)可以發現,在拉伸載荷作用下,在孿晶界和自由表面的三叉區形成1 號位錯,當其滑移至孿晶界表面時被孿晶界所阻擋,如圖4(b)所示.在1 號位錯與孿晶界的交叉點處誘發2 號位錯形核并發射,此時,在新的三叉區又激發新的位錯成核并發射(如圖4(b)中黑色線圈所示),導致nt-HEA的應力陡然下降.繼續加載的過程中,當應變為10%甚至15%時,更多的滑移系統在孿晶界附近被激活,由于孿晶界對位錯運動的阻礙,這種大量位錯的增值在孿晶界處形成塞積導致復雜的位錯反應,形成更多的不可動位錯,導致了較高的流動應力,如圖3所示.與此同時,在位錯與孿晶交叉點及不同位錯交叉區域產生了白色無序原子,即非晶化現象.分子動力學模擬[31]和實驗[32]已經證明,在這些交叉區位錯的積累通常會引起局部應力集中,導致交叉區的晶格的嚴重擾動,并導致晶體結構的最終崩塌,非晶相形核.在持續加載過程中,位錯的連續積累所引起的內應力的增加也可以通過在非晶區附近的更多晶體無序化來釋放,從而促進非晶相的進一步擴展,即形變誘發非晶化[33].當然,大量的位錯塞積也會導致孿晶界逐漸失去共格性,演化為無序晶界,從而在孿晶界附近出現非晶化現象.

圖4 孿晶界間距為4.96 nm的nt-HEA 在應變(a) 6.1%,(b) 6.3%,(c) 10%,(d) 15%下的結構快照圖Fig.4.Structural snapshots of the nt-HEA with the twin boundary spacing of 4.96 nm at the strains of(a) 6.1%,(b) 6.3%,(c) 10%,and(d) 15%.

圖5 給出了孿晶界間距為3.72 nm的nt-HEA在不同拉伸應變下的結構快照圖.在應變達到6.2%時,初始位錯A 從nt-HEA的自由表面和孿晶界的交叉點形核并發射,如圖5(a)所示.位錯滑移并受阻于孿晶界,新的位錯B 成核并發射(見圖5(b)).隨著應變的增加,只有少量的滑移系被激活,為了適應連續的塑性變形,在模型的兩端產生了更嚴重的非晶化.應當注意,隨著孿晶界間距的減小,孿晶界阻礙位錯滑移的能力增強,可以有效地阻礙位錯的滑移,因此在模型兩端出現了頸縮現象,如圖5(c)所示.應變增加到15%時頸縮區域進一步擴張,非晶相的連續形核和相互作用也導致了非晶區的膨脹,從而在孿晶區形成了大規模的非晶相(見圖5(d)).該nt-HEA 嚴重的非晶化變形行為導致了其在塑性變形階段具有較低的平均流動應力,如圖3 所示.這表明當孿晶界間距逐漸減小時,孿晶界對位錯形核和傳播的阻礙能力會顯著提高,孿晶界對向它靠近的位錯施加的排斥力在促使了nt-HEA 屈服強度的提高的同時[34],也阻礙了塑性變形過程中位錯的成核和傳播,從而導致以非晶化區域的擴張來實現nt-HEA的塑性變形.

圖5 孿晶界間距為3.72 nm的nt-HEA 在應變(a) 6.2%,(b) 6.4%,(c) 10%,(d) 15%下的結構快照圖Fig.5.Structural snapshots of the nt-HEA with the twin boundary spacing of 3.72 nm at the strains of(a) 6.2%,(b) 6.4%,(c) 10%,and(d) 15%.

對于理論最小孿晶界間距(3 個原子層組成)的nt-HEA,它擁有最高屈服強度的同時也表現出高的流動應力,如圖2 和圖3 所示,這與其獨特的變形機制相關.為了闡明該模型的塑性變形行為,圖6 給出了孿晶界間距為0.62 nm的nt-HEA 在不同應變下的結構快照圖.從圖6(a)可以發現,nt-HEA 在塑性變形過程中,并沒有像前面兩組模型中出現的由于不全位錯引導的層錯產生,而是直接出現非晶化現象.隨著拉伸形變的增加,非晶化區域逐漸擴張.這表明由最小孿晶界間距構成的nt-HEA的塑性變形的啟動是通過晶格畸變來實現的,造成了非晶化現象的產生.且晶格畸變優先從自由表面處成核,導致孿晶界失去共格性.這主要是因為當孿晶界間距減小到0.62 nm(3 個原子層厚度)后,孿晶界對位錯形核以及運動的排斥力已經達到甚至超過晶格畸變形核所需要的力,因此在塑性變形時nt-HEA 只能通過具有高臨界應力的晶格畸變產生,因此該模型呈現了最高的屈服強度,這與Hao 等[35]研究的具有3 個原子層孿晶界間距納米線的變形機制是相似的.隨著應變的繼續增加,這些晶格畸變區域不斷地向周圍擴展,從而導致孿晶界被破壞,如圖6(b)所示.研究表明,該nt-HEA 除了晶格畸變導致的非晶化外,發現在非晶區域和孿晶界交叉處位錯形核并平行于孿晶界傳播,導致FCC→HCP 轉變的馬氏體(MT)相變的產生,如圖6(c)黑色線圈所示.當應變從10%增加到15%時,除了產生更多的MT 相變外,并出現了退孿晶(DT)變形,如圖6(d)和圖6(e)黑色線圈區域所示.根據以往的研究,MT 相變和DT變形對材料強度的強化和軟化會產生很大影響[12,26],因此,有關MT 相變及DT 變形在nt-HEA 中的演化過程需要進一步分析.

圖6 孿晶界間距為0.62 nm的nt-HEA 在應變(a) 8.0%,(b) 8.4%,(c) 8.5%,(d) 10%,(e) 15%下的結構快照圖Fig.6.Structural snapshots of the nt-HEA with the twin boundary spacing of 0.62 nm at the strains of(a) 8.0%,(b) 8.4%,(c) 8.5%,(d) 10%,and(e) 15%.

3.3 馬氏體相變誘導nt-HEA強度強化

為了闡明λ=0.62 nm的nt-HEA 在塑性變形過程中的MT 相變和DT 變形的演化規律,圖7給出了nt-HEA 在不同應變下的原子結構圖.為了更清楚地反映位錯的運動行為,在采用DXA 對nt-HEA的變形行為進行分析時,去除了HCP 結構以外的原子,綠色線代表肖克利不全位錯,箭頭表示位錯傳播方向.從圖7(a)和圖7(b)可以看出,在孿晶內部的位錯形核后,逐步擴展為肖克利不全位錯,然后平行于孿晶界滑移(圖7(b)黑色線圈所示),從而導致了FCC→HCP 轉變的MT 相變發生(見圖7(a)).圖7(c)—(h)給出了DT 變形經歷的3 個演變過程,當肖克利不全位錯在孿晶界處產生并沿孿晶界滑移(圖7(d)黑色線圈所示)時,會導致孿晶界的遷移,形成外稟堆垛層錯(epitaxy stacking fault,ESF),如圖7(c)所示.隨后,新的肖克利不全位錯產生并沿孿晶界繼續滑移(圖7(f)黑色線圈所示),形成內稟堆垛層錯(intrinsic stacking fault,ISF)(見圖7(e)).與此同時在孿晶界上部形成了位錯并滑移至ISF 界面處,被ISF 阻礙(見圖7(f)),這可能造成應力的微小上升.隨著應變的進一步增加,為了釋放存儲的應力,在ISF 與非晶界面交界處產生新的位錯并沿ISF 方向傳播(圖7(h)黑色線圈所示),ISF 消失最終形成了DT現象(見圖7(g)).

圖7 孿晶界間距為0.62 nm的nt-HEA的MT 相變和DT變形的分析快照圖(左側為CNA 分析圖,右側為DXA 分析圖),其中,(a)和(b)的應變為8.6%;(c)和(d)的應變為8.4%;(e)和(f)的應變為12.2%;(g)和(h)的應變為13.5%Fig.7.Analysis snapshot of MT phase transition and DT deformation of the nt-HEA with the twin boundary spacing of 0.62 nm(CNA analysis diagram on the left and DXA analysis diagram on the right),in which the strains of(a) and(b) are 8.6%;(c) and(d) are 8.4%;(e) and(f) are 12.2%;(g) and(h) are 13.5%.

由于位錯形核、層錯形成、形變孿晶和FCC→HCP 轉變的MT 相變及DT 變形都是與材料中SFE 有關[36],為了闡明最小孿晶界間距(0.62 nm)的nt-HEA的不同變形行為,本文計算了位于孿晶界和孿晶內部不全位錯滑移的能量路徑,如圖8 所示.圖8 中γum表示發生MT 相變需克服的能壘;γmt表示產生MT 相變后體系具有的能量;γut表示發生DT 變形需先越過的能壘;γesf表示形成穩態ESF的能量;γus表示孿晶界發生再次遷移時的能 壘;γisf表示形成穩態ISF的能量;γuf表 示ISF 消失時的能壘;γdt表示發生DT 變形后體系具有的能量、相關結構及過程如圖7 所示.從圖8可以觀察到,nt-HEA 中的孿晶內部肖克利不全位錯滑移形成MT 相變的能壘γum約為200 mJ·m–2,低于Xiao 和Deng[17]關于nt-CoNiCrFeMn HEA的研究結果(γum約 為242 mJ·m–2),這是由于Ni 濃度減小會導致SFE 降低[14,17].然而,對于孿晶界上不全位錯滑移形成DT 變形需先越過的能壘γut約為229 mJ·m–2,明顯高于MT 相變的能壘γum,即γut/γum>1.因此,最小孿晶界間距的nt-HEA 更容易發生FCC→HCP 轉變的MT 相變.并且穩態時的γmt=–69 mJ·m–2,γesf=–11 mJ·m–2,γisf=–6 mJ·m–2,它們都負值,而γdt=61 mJ·m–2為正,表明具有負層錯能的HCP 相比FCC 相更穩定[26].因此,MT 相變強化導致最小孿晶界間距的nt-HEA 具有更高的流動應力,如圖3 所示.

圖8 孿晶界間距為0.62 nm的nt-HEA的MT 相變和DT變形的能量路徑圖Fig.8.Energy pathways of MT phase transformation and DT deformation in the nt-HEA with the twin boundary spacing of 0.62 nm.

為了進一步定量描述孿晶界間距對nt-HEA力學性能的影響,圖9 給出了nt-HEA 在變形過程中的位錯密度隨應變的變化曲線.位錯密度ρ定義為位錯線的總長度DL與模擬單元的體積V之比,即ρ=DL/V.從圖9 可以看出,在初始載荷階段,隨著應變的增加,所有模型的位錯密度均保持為零,這對應于彈性階段.當應變增加到0.06 時,λ=6.20 nm的nt-HEA的位錯密度開始增加,隨后其余模型的位錯密度隨著應變的增加也依次增加,表明變形過程進入了塑性階段.此外,可以發現,孿晶界間距對塑性變形階段位錯密度有很大的影響.對于λ≥ 4.96 nm的nt-HEA 在塑性變形過程中具有較高的位錯密度,特別是λ=6.20 nm的nt-HEA 更為突出,這主要是由于孿晶界可以有效存儲高密度位錯,位錯與孿晶界在孿晶界上反應形成可動不全位錯,或不可動位錯或位錯鎖,造成位錯塞積.這種塑性變形階段形成的高密度的位錯可以增強nt-HEA 力學性能,產生較高的平均流動應力,如圖3 所示.通過對比圖9 和圖3 可以發現,除了λ=0.62 nm的nt-HEA 外,其余nt-HEA的平均流動應力與塑性階段的位錯密度成正比關系.然而,從圖9 可以看出,λ=0.62 nm的nt-HEA在其塑性變形過程中位錯密度最低,這從位錯塞積強化的角度來說與其擁有最高的平均流動應力不相符.這種不尋常現象主要是因為λ=0.62 nm的nt-HEA的塑性變形是以晶格畸變導致的非晶化現象為主,同時伴隨著MT 相變和DT 變形,而不是以位錯形核和滑移主導的變形模式.

圖9 不同孿晶界間距的nt-HEA 在變形過程中的位錯密度ρ 演化曲線Fig.9.Evolution curves of dislocation density ρ during deformation of the nt-HEA with different twin boundary spacing.

4 結 論

本文采用分子動力學模擬方法研究了nt-HEA在拉伸載荷下的力學行為,系統分析了孿晶界間距λ對nt-HEA 力學性能和變形機制的影響.研究發現,nt-HEA的屈服強度與孿晶界間距呈Hall-Petch 關系,并且孿晶界間距對nt-HEA的強化效果存在一個臨界值(2.48 nm),位錯源數與孿晶界對位錯的排斥力之間的競爭關系使得屈服強度在該臨界值前后對孿晶界間距的敏感度發生了變化.在塑性變形過程中,λ≥ 4.96 nm的nt-HEA 產生大量位錯并在孿晶界處形成塞積,位錯塞積強化導致高的流動應力.隨著孿晶界間距的減小,nt-HEA 變形過程中產生的位錯數量越來越少,非晶化現象在其塑性變形過程中的作用逐步顯現.當λ=0.62 nm 時,nt-HEA的塑性變形以晶格畸變導致的非晶化現象為主,同時伴隨著MT 相變和DT 變形,而MT 相變強化使得nt-HEA 具有更高的流動應力.也就是說,隨著孿晶界間距的減小,nt-HEA的變形機制發生了從以位錯滑移主導到以非晶化相變為主的轉變.本文所得結果可為設計高性能的高熵合金提供先期的科學預測和有益借鑒.