1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика металлов и металловедение
  4. T. 120, № 8, 2019

Физика металлов и металловедение, 2019, T. 120, № 8, стр. 853-860

Динамические сценарии формирования мартенсита с габитусами {110} в сплаве Ni50Mn50

М. П. Кащенко a, b, *, Н. М. Кащенко a, В. Г. Чащина a, b, Е. С. Белослудцева c, В. Г. Пушин a, c, А. Н. Уксусников c

a Уральский федеральный университет
620002 Екатеринбург, ул. Мира, 18, Россия

b Уральский государственный лесотехнический университет
620100 Екатеринбург, ул. Сибирский тракт, 37, Россия

c Институт физики металлов УрО РАН
620108 Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18, Россия

* E-mail: mpk46@mail.ru

Поступила в редакцию 18.02.2019
После доработки 19.02.2019
Принята к публикации 18.03.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Мартенситное превращение В2-L10 в упорядоченном сплаве Ni50Mn50, протекающее при сравнительно высоких температурах (980–920 К), обсуждается с использованием динамических представлений о волновом управлении пороговой деформацией. Близость наблюдаемых ориентаций габитусов (и двойниковых границ) к семейству {110} позволяет использовать в качестве управляющих продольные волны вдоль осей 〈001〉 (в базисе исходной фазы). Показано, что при температурах начала превращения между расчетными и экспериментальными данными о тетрагональности мартенсита и объемном эффекте имеется удовлетворительное соответствие. Отмечается возможность различных динамических сценариев формирования конечной фазы: обособленные кристаллы, слоистые структуры, в которых кристаллы мартенсита с одинаковыми ориентационными соотношениями чередуются с непревращенными областями аустенита, и пакеты из попарно двойникованных кристаллов. Приводятся примеры соответствующих указанным сценариям наблюдаемых морфотипов.

Ключевые слова: мартенситные превращения, динамическая теория, габитусы, двойники превращения, тетрагональность, объемный эффект

ВВЕДЕНИЕ

При относительно низких температурах формирование кристаллов мартенсита, обладающих тонкой внутренней двойниковой структурой (ДС), достаточно типично для мартенситных превращений (МП): от ярко выраженных переходов первого рода (например, в неупорядоченных сплавах на основе железа [1, 2]) вплоть до термоупругих превращений (например, в сплавах на основе никелида титана и многих цветных сплавах [3–5]). Двойники превращения, как правило, представляют совокупность чередующихся областей с ортогональными (в исходной фазе) ориентациями главных осей деформации. При феноменологическом кристаллогеометрическом анализе [6–10] двойникование относят к неоднородной деформации, необходимой для сохранения макроскопической инвариантности габитусной плоскости, причем заданной ориентации габитуса соответствует вполне определенное соотношение η основной и двойниковой компонент ДС.

Однако эксперименты [11] показали, что величина η может варьироваться в пределах одного и того же кристалла, а в [12, 13] фиксировались недвойникованные тонкопластинчатые кристаллы либо мидрибы линзовидных кристаллов. В динамической теории МП [14–19] формирование габитусов обусловлено действием относительно длинноволновых смещений (𝓁-волны), а образование ДС определяется в составе управляющего волнового процесса (УВП) относительно коротковолновыми смещениями (s-волны). Следовательно, ориентация габитуса не связана с величиной η. В качестве базовой принимается модель образования регулярной ДС c согласованным действием s- и 𝓁-волн [18, 19]. Возникновение кооперативных волновых смещений атомов (в виде волновых пучков) обусловлено начальными возбужденными (колебательными) состояниями. Причем 𝓁-волны продуцируют области в форме вытянутых прямоугольных параллелепипедов, выделенных упругими полями дислокационных центров зарождения, а s-волны порождаются спонтанно возникающими возбужденными ячейками кристаллической решетки при оптимальном (для реализации МП) соотношении фаз 𝓁- и s-колебаний.

Основная компонента ДС физически выделена, так как именно ее формирование инициируют, главным образом, s-волны. Двойниковая же компонента возникает в качестве прослойки между ближайшими основными компонентами (в силу когерентной связи контактирующих областей решетки), то есть процесс ее образования имеет подчиненный характер. Волновые векторы продольных s-волн направлены вдоль ортогональных осей симметрии 4-го порядка 〈100〉 исходной фазы. В области наложения фронтов s-волн инициируется плоская деформация типа растяжение-сжатие. В паре квазипродольных 𝓁-волн первая волна обеспечивает общее для обеих компонент ДС бейновское растяжение ε1В вдоль третьей оси из семейства 〈100〉. Вторая 𝓁-волна инициирует деформацию сжатия, выделяя одновременно в качестве главной оси сжатия основной компоненты ДС ту из осей 〈100〉, которая составляет наименьший угол с направлением n2𝓁 ее волнового вектора. Индуцированное воспроизводство возбужденной s-ячейки (возникшей первоначально спонтанно) в ходе распространения УВП предполагает, что ближайшая к исходной s-ячейка возникает после прохождения суперпозицией s-волн за время Ts/2 (Ts– период s-колебаний) двух катетов треугольника в направлениях [1$\bar {1}$0] и [110], причем гипотенуза треугольника за то же время проходится со скоростью $\text{v}_{{2\ell }}^{'},$ равной проекции на плоскость (001) скорости 𝓁-волны ${{v}_{{2\ell }}},$ обеспечивающей деформацию сжатия (см. рис. 1).

Рис. 1.

Динамическая модель формирования регулярной слоистой (в частности, двойниковой) структуры с соотношением долей компонент 2/1 [19].

В предположении, что оба катета проходятся со скоростью $\sqrt 2 $${{\text{v}}_{{s\Delta }}},$ получаем условие

(1)
${{\text{v}}_{{s\Delta }}} = \text{v}_{{2\ell }}^{'}{\text{cos}}\psi ,$
где ψ – острый угол между ${\mathbf{v}}_{{2\ell }}^{'}$ и vs∆ 〈001〉. В рамках гармонического описания пороговой деформации считается, как видно из рис. 1, что потеря устойчивости решетки исходной фазы, соответствующей основной компоненте ДС, происходит в области с поперечным размером
(2)
${{d}_{s}} < {{{{\lambda }_{s}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{\lambda }_{s}}} 2}} \right. \kern-0em} 2},\,\,\,\,d_{s}^{*} = {{{{d}_{s}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{d}_{s}}} {{{\lambda }_{s}}}}} \right. \kern-0em} {{{\lambda }_{s}}}} < {1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 2}} \right. \kern-0em} 2}.$
Тогда легко убедиться, что для отношения долей компонент ДС выполняется равенство

(3)

Модель формирования регулярной ДС служит основой для перехода к описанию реальных распределений двойников превращения, как правило, фрагментированных, причем каждый из фрагментов можно связать со своей спонтанно возникшей активной ячейкой [19–22].

Представляет интерес установить возможность использования развитых представлений для описания высокотемпературных МП. В данной работе мы обсудим формирование кристаллов мартенсита в сплаве Ni50Mn50 при В2-L10 MП, обладающих внешними и внутренними границами, близкими по ориентации к семейству {110}, используя результаты динамической теории для регулярной ДС.

ТЕТРАГОНАЛЬНОСТЬ И ОБЪЕМНЫЙ ЭФФЕКТ ДЛЯ КРИСТАЛЛОВ С ГАБИТУСАМИ {110}

Согласно [23–28], в эквиатомном упорядоченном сплаве Ni50Mn50 при охлаждении от температур выше 1000 К наблюдается В2-L10 или кратко (β-Θ) MП с начальной температурой Ms ≈ (980–970) К и конечной Mf ≈ 920 K. Тепловой эффект, скачок электросопротивления, как и заметное уменьшение удельного (на атом) объема (относительный объемный эффект δ ~ –10–2) позволяют отнести МП к фазовым переходам I рода, а высокообратимый термоупругий характер МП указывает на достаточно высокую степень когерентности контактирующих фаз, способствующую реализации эффекта памяти формы.

Будем полагать, что скачкообразное изменение состояния при температуре Ms сопровождается быстрым волновым ростом тонкой центральной части мартенситного кристалла (задающим ориентацию габитуса) с последующим (в процессе охлаждения) относительно медленным боковым ростом. Ясно, что при такой картине роста кристалла основное внимание при сравнении экспериментальных данных с результатами расчета уделяется данным при температуре Ms.

Морфологический анализ показывает, что для этого МП типичны кристаллы с габитусами, близкими {110}β. Дальнейший теоретический анализ выполняется для предельного случая совпадения ориентаций границ с {110}β.

Если кристалл возникает как обособленный объект и не имеет тонкой внутренней структуры двойников превращения, то описание его морфологии возможно, как минимум, двумя динамическими вариантами [29]. В первом варианте рассматривается волновой носитель трехмерной пороговой деформации, инициирующий деформацию Бейна и приводящий к вырожденной двойниковой структуре (ВДС), согласно (3), при $d_{s}^{*}$ = 1/4. Второй вариант связан с волновым носителем, инициирующим плоскую деформацию, дополняемую деформацией в направлении, ортогональном к деформируемой плоскости.

Волновой носитель трехмерной пороговой деформации, включающий пару s- и пару 𝓁-волн, естественно приводит к двухэтапному описанию деформации в работах [18, 29]. Принципиальным является учет конечной деформации после s-этапа, отражаемый введением множителя (1 + ε1В).

Если же кристаллы объединяются в пакеты из попарно сдвойникованных кристаллов, причем ориентация границ пакета также принадлежит к совокупности {110}β, то возникший пакет естественно интерпретировать как двойникованный макрокристалл с “внешним” габитусом, например (101)β, и “внутренними” габитусами (границами двойников превращения), не совпадающими с “внешним”, например (110)β или (011)β. Достаточно большие толщины компонентов двойниковой структуры обусловлены высокотемпературным диапазоном МП, когда относительно слабо затухающими могут быть лишь сравнительно низкочастотные моды, входящие в состав УВП.

В принципе, возможен и вариант промежуточной слоистой структуры, в которой вместо двойниковой компоненты макрокристалла присутствуют слои остаточного аустенита.

Далее считаем, что В2-L10 MП аналогично ОЦК-ГЦК (ГЦТ)-превращению с бейновским типом деформации, обозначения плоскостей и направлений относим к базису исходной фазы, используя символ β. Полагаем, что волновой процесс переносит пороговую деформацию, инициирующую деформацию Бейна, схема которой представлена на рис. 2: в четырех элементарных ячейках ОЦК-фазы (центры масс атомов считаются расположенными в вершинах и центрах кубических ячеек, но не изображены), толстыми линиями выделен прообраз ячейки ГЦТ (или ГЦК)-фазы. Главная ось растяжения ориентирована вдоль направления [010]β || [001]Θ (ребра ОЦК-ячейки), а главные оси сжатия в равной мере можно выбрать либо вдоль диагоналей граней ОЦК-ячейки, либо вдоль пары ребер [100]β и [001]β. В последнем случае описание формирования основной компоненты ДС для β-Θ МП аналогично механизму образования ДС при γ(ГЦК) – α(ОЦК) МП, и соотношения (1)–(3) не требуют изменений.

Рис. 2.

Один из трех вариантов выбора элементарной ячейки при деформации Бейна ОЦК-решетки [3] (подстрочные индексы b и f эквивалентны β и Θ).

Согласно (3), кристаллам c ВДС и габитусами {110}β сопоставляются значения

(4)
$\psi = 0 \to d_{s}^{*}{\text{ = }}{1 \mathord{\left/ {\vphantom {1 4}} \right. \kern-0em} 4}.$
Действительно, нормаль N к габитусной плоскости в динамической теории МП [16, 17] сводится к линейной комбинации пары скоростей 𝓁-волн:

(5)
${{{\mathbf{N}}}_{{1,2\ell }}}||{{{\mathbf{n}}}_{{2\ell }}} \pm {\text{ }}{{{\unicode{230} }}_{{\ell \ell }}}{{{\mathbf{n}}}_{{1\ell }}},\,\,\,\,{{{\unicode{230} }}_{{\ell \ell }}} = {{\text{v}}_{{2\ell }}}/{{\text{v}}_{{1\ell }}},$
(6)
$\left| {{{{\mathbf{n}}}_{1}}_{{,2\ell }}} \right| = 1,\,\,\,\,{{{\mathbf{n}}}_{1}}_{\ell } = {{{\mathbf{v}}}_{{1\ell }}}/{{\text{v}}_{{1\ell }}},\,\,\,\,{{{\mathbf{n}}}_{2}}_{\ell } = {{{\mathbf{v}}}_{{2\ell }}}/{{\text{v}}_{{2\ell }}}.$

Тогда в случае ψ = 0 имеем

(7)
${{{\mathbf{n}}}_{1}}_{\ell } = {{\left[ {001} \right]}_{\beta }},\,\,\,\,{{{\mathbf{n}}}_{2}}_{\ell } = {{\left[ {100} \right]}_{\beta }},\,\,\,\,{{N}_{{1,2\ell }}}{\text{||}}{{\left[ {101} \right]}_{\beta }},{{\left[ {10 - 1} \right]}_{\beta }}.$
Значит, при ψ = 0 УВП включает пару продольных 𝓁-волн, одна из которых распространяется вдоль [001]β и несет деформацию сжатия, а другая распространяется вдоль [100]β и несет деформацию растяжения. Пара s-волн аналогична представленным на рис. 1, они распространяются вдоль ортогональных направлений Δ-осей симметрии четвертого порядка и несут деформацию типа “растяжение–сжатие”, согласованную с 𝓁-волнами.

При ψ = 0 соотношение (1) принимает вид:

(8)
${{\text{v}}_{{\ell \Delta }}}/{{\text{v}}_{{\ell \Sigma }}} = {{{\unicode{230} }}_{{\ell s}}} = 1.$

Ясно, что условие (8) легко выполняется в области волновых векторов, для которых без существенной потери точности можно пренебречь различием скоростей из-за дисперсии, например, до волновых векторов q ~ 0.1qmax = 0.2 π/a, где a – параметр решетки исходной фазы.

Заметим, что ориентировки нормалей

(9)
${{{\mathbf{N}}}_{{1,2s}}}{\text{||}}{{\left[ {110} \right]}_{\beta }},{{\left[ {1--10} \right]}_{\beta }}$
к плоскостям двойникования тривиально находятся из (6) при заменах

(10)
$\begin{gathered} {{{\unicode{230} }}_{{\ell \ell }}} \to {{{\unicode{230} }}_{{ss}}} = {\text{ }}1,\,\,\,\,{{{\mathbf{n}}}_{{1\ell }}} \to {{{\mathbf{n}}}_{{1s}}} = {{\left[ {010} \right]}_{\beta }}, \\ {{{\mathbf{n}}}_{{2\ell }}} \to {{{\mathbf{n}}}_{{2s}}} = {\text{ }}{{\left[ {100} \right]}_{\beta }}. \\ \end{gathered} $

В случае кристаллов с габитусами (110)β легко связать тетрагональность t мартенсита c одним из главных значений тензора деформации Бейна.

В динамической теории МП кинематическому описанию габитуса в пороговом режиме соответствует деформационное описание. Из требования совпадения этих описаний следует, что отношения модулей деформаций сжатия ε2 < 0 и растяжения ε1 > 0 в пороговом режиме совпадают с отношениями квадратов скоростей волн:

(11)
${{\varepsilon }_{1}}/\left| {{{\varepsilon }_{2}}} \right| = {{\left( {{{{\unicode{230} }}_{{\ell \ell }}}} \right)}^{2}}.$

Тогда естественно считать, что потерявшая устойчивость решетка аустенита, трансформируясь в новые устойчивые положения атомов, сохраняет отношение деформаций в диапазоне от пороговых до финишных значений. Дополнительно полагаем, что первый быстрый этап превращения связан с коротковолновыми s-деформациями (за время порядка Ts периода s-колебаний), причем уже на этом этапе достигается финишная (бейновская ε2B) деформация cжатия в [100]β направлении ε2s = ε2B < 0. Так как æss= 1, то и деформация растяжения вдоль [010]β на первом этапе достигает значения ε1s = –ε2s = –ε2B. Поскольку на втором этапе (за время порядка T𝓁 периода 𝓁-колебаний) сжатие и растяжение осуществляются также волнами с одинаковыми скоростями, то деформационные вклады ε2𝓁 = –ε1𝓁. Из ГЦТ-симметрии решетки мартенсита следует, что деформация сжатия ε2𝓁 вдоль оси [001]β равна деформации ε2s = ε2B. Следовательно, ε1𝓁 = –ε2B, то есть на втором этапе вклад 𝓁-волны в главную бейновскую деформацию растяжения равен вкладу от s-волны на первом этапе. Учтем далее, что, в силу неравенства ${{T}_{\ell }} \gg {{T}_{s}},$ 𝓁-растяжение действует уже на растянутую решетку. В результате, линейный размер а (параметр решетки ОЦК-аустенита) в направлении [010]β увеличивается в (1 + |ε2B|)2 раз, тогда как поперечный размер а/$\sqrt 2 $ убывает в (1 – |ε2B|) раз. Значит, для определения t следует взять отношение размера ребра куба исходной элементарной ячейки ОЦК-решетки после деформации растяжения к размеру половины диагонали грани после деформации сжатия:

(12)
${{t}_{\gamma }} = {{{{{\left( {1 + \left| {{{\varepsilon }_{{2{\text{B}}}}}} \right|} \right)}}^{2}}} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{{\left( {1 + \left| {{{\varepsilon }_{{2{\text{B}}}}}} \right|} \right)}}^{2}}} {\left[ {\left( {1--\left| {{{\varepsilon }_{{2{\text{B}}}}}} \right|} \right)\sqrt 2 } \right]\,}}} \right. \kern-0em} {\left[ {\left( {1--\left| {{{\varepsilon }_{{2{\text{B}}}}}} \right|} \right)\sqrt 2 } \right]\,}}.$

Согласно (12), отсутствию тетрагональности (tγ = 1) удовлетворяет значение $\left| {\varepsilon _{{2{\text{B}}}}^{*}} \right|$ ≈ 0.1173, tγ < 1 при |ε2B| < $\left| {\varepsilon _{{2{\text{B}}}}^{*}} \right|$ и tγ > 1 при │ε2B│ > $\left| {\varepsilon _{{2{\text{B}}}}^{*}} \right|.$ Это иллюстрируют данные табл. 1.

Таблица 1.  

Значения tγ в зависимости от –ε2B

–ε2B 0 0.11 $ - \varepsilon _{{2{\text{B}}}}^{*}$ 0.12 0.13
tγ 1/$\sqrt 2 $ 0.979 1 1.008 1.038

При тех же допущениях легко находим относительное изменение удельного (на атом) объема δ:

(13)
${{\delta }_{\Theta }} = --\varepsilon _{{2{\text{B}}}}^{2}(2 - {\text{ }}\varepsilon _{{2{\text{B}}}}^{2}) \approx - 2\varepsilon _{{2{\text{B}}}}^{2} < 0.$
Т.е. при значениях ε2B ~ 0.1 объемный эффект δ ~ ~ –0.02.

Строго говоря, снятие вырождения по ориентировкам плоскостей двойникования предполагает выполнение перехода по значениям ψ: ψ ≤ 0 либо ψ ≥ 0.

СРАВНЕНИЕ РАСЧЕТНЫХ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ

Как отмечалось ранее, наибольший интерес представляет сравнение данных при температуре Ms. В цикле работ [24–28] данные для температурных зависимостей параметров ГЦТ аΘ и сΘ решетки мартенсита (и тетрагональности tΘ = сΘ/aΘ) приведены в графической форме в интервале от комнатной температуры до 950 К < Ms ≈ (980–970) К. Если использовать численные данные измерений при температурах 900 и 950 К для линейной экстраполяции, то значению температуры Ms1 = 980 К соответствуют: параметры решетки аΘ1 ≈ 0.389482 нм, сΘ1 ≈ 0.3482 нм, величина tΘ1 ≈ 0.894 и удельный (на атом) объем VΘ1 ≈ 0.01320515 нм3. При параметре решетки В2 фазы аβ ≈ 0.2988 нм удельный (на атом) объем Vβ ≈ 0.01333865 нм3 (на графиках в [24] приведена несколько меньшая величина). Тогда в качестве экспериментального значения принимаем

${{\delta }_{{\Theta ,e1}}} = \left( {{{V}_{{\Theta 1}}}--{{V}_{\beta }}} \right)/{{V}_{\beta }} \approx --0.01001{\text{ }}\left( { \approx --1\% } \right).$

C другой стороны, полагая в (12) tΘ2 ≈ 0.894, находим |ε2B|1 ≈ 0.07905 и, подставляя |ε2B|1 в (13), получаем расчетный объемный эффект:

${{\delta }_{{\Theta ,c1}}} \approx --0.01246{\text{ }}\left( { \approx --1.25\% } \right).$

Для значения температуры Ms2 = 970 К при той же экстраполяции получаем:

aΘ2 ≈ 0.38899 ≈ 0.389 нм, cΘ2 ≈ 0.3483 нм, tΘ2 ≈ 0.8954, а затем VΘ2 ≈ 0.01317546 нм3 и

(14)
${{\delta }_{\Theta }}{{_{{,e}}}_{2}} \approx --0.01223{\text{ }}\left( { \approx --1.22\% } \right).$

При tΘ3 ≈ 0.8954 из (12) находим |ε2B|2 ≈ 0.079586 и из (13)

(15)
${{\delta }_{\Theta }}_{{,c2}} \approx --0.01263{\text{ }}\left( { \approx --1.26\% } \right).$

Соответствие между экспериментальными данными (14) и расчетными (15) выглядит удовлетворительным.

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

Прежде всего отметим, что часть наблюдаемых морфологических вариантов МП может быть сопоставлена с отмеченными выше сценариями (см. рис. 3–5). Полезно иметь в виду, что в [29] переход к ВДС допускал идеальное смыкание соседних основных компонент ДС. Однако для реальной дискретной решетки вместо идеального сочленения следует ожидать появления неоднородностей, например, антифазных границ (АФГ) или дислокаций. В связи с этим, не исключено, что кристаллу на рис. 3, содержащему АФГ, соответствует вариант ВДС. Морфотип на рис. 4 отвечает пакету из пар кристаллов с чередующимися двойниковыми ориентировками, который можно рассматривать как двойникованный “макрокристалл”. Наконец, вариант на рис. 5 соответствует промежуточной слоистой структуре, в которой вместо двойниковой компоненты присутствует непревращенная исходная фаза.

Рис. 3.

Типичные электронно-микроскопические изображения одиночного кристалла мартенсита с внутренней двойниковой структурой ДС (а) и пакета кристаллов мартенсита с ВДС, разделенной АФГ (б).

Рис. 4.

Типичные электронно-микроскопические изображения систем пакетов (а) и отдельного пакета (б) с иерархией вариантов попарно двойникованных кристаллов мартенсита.

Рис. 5.

Типичные электронно-микроскопические изображения пакетной морфологии кристаллов мартенсита, чередующихся со слоями остаточного непревращенного (а–в) или ревертированного (г) аустенита.

Разумеется, более полный морфометрический анализ наблюдаемых структурных вариантов представляет отдельную задачу. Традиционный интерес вызывают, например, особенности сочленений кристаллов [23].

Интересно отметить, что внутри попарно сдвойникованных крупных компонент макрокристалла наблюдаются (по крайней мере, при комнатных температурах) и нанодвойники, физическая природа возникновения которых требует отдельного объяснения. В [23–27] они условно отнесены к “вторичным”. Формально их появление можно рассматривать как следствие аналогичного механизма динамического двойникования, происходящего в более коротковолновом диапазоне s-волн, где еще оправданно пренебрежение нелинейностью закона дисперсии фононов в направлениях 〈001〉. Тогда пакет кристаллов интерпретировался бы как иерархическая структура с тремя масштабными уровнями согласованно действующих чисто продольных волн с волновыми векторами вдоль осей симметрии четвертого порядка.

Однако появление нанодвойников по тому же динамическому механизму при высокотемпературном МП должно быть затруднено из-за сильного затухания коротковолновых смещений. Поэтому при толщинах “вторичных” двойников порядка параметра решетки, их возникновение может быть обусловлено протеканием низкотемпературного аккомодационного этапа МП (без изменения макроскопических морфологических признаков), либо адаптацией системы к внутренним напряжениям посредством механического нанодвойникования или наследования поперечных коротковолновых смещений атомов (но с конечными частотами) в направлениях 〈110〉, соответствующих стоячим волнам, явно отражающих тенденцию, проявляющуюся еще в предпереходном состоянии [30, 31].

Удовлетворительное соответствие между расчетными и экспериментальными значениями объемного эффекта и тетрагональности (особенно для температуры Ms ≈ 970 К, соответствующей большей степени переохлаждения ниже температуры равновесия фаз), по-видимому, свидетельствует в пользу волнового носителя трехмерной пороговой деформации. Разумеется, само превращение носит “размытый” характер, и, абсолютно строго, выделить единственное значение Ms нельзя.

Полезно также иметь в виду, что в случае волнового носителя, инициирующего плоскую деформацию, возможно не только последующее однородное деформирование, но и неоднородный коротковолновый (перетасовочный) сдвиг [30–33].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Выполненный анализ показывает, что наблюдаемым в сплаве Ni50Mn50 при B2-L10 МП кристаллам мартенсита с наборами ориентаций внешних и внутренних границ, близких к семейству {110}β, в динамической теории МП естественно сопоставляются наборы чисто продольных 𝓁- и s-волн с волновыми векторами, коллинеарными 〈001〉β. По-видимому, часть одиночных недвойникованных кристаллов можно интерпретировать как кристаллы с вырожденной структурой двойников превращения. Напротив, пакет попарно двойникованных кристаллов можно интерпретировать как двойникованный макрокристалл.

Преимущество формирования кристаллов с наборами ориентаций границ {110}β обусловлено возможностью согласования скоростей 𝓁- и s-волн независимо от степени упругой анизотропии кристаллов в широком диапазоне волновых векторов.

Изложенный вариант механизма термоупругого мартенситного превращения является дополнительным к принимаемому обычно качественному варианту сдвиговой перестройки, ассоциируемой с наиболее мягкой поперечной модой.

Работа выполнена в рамках государственного задания Минобрнауки России (шифр “Структура”, № АААА-А18-118020190116-6) и при частичной поддержке УрО РАН (проект № 18-10-2-39) и РФФИ (проект № 18-32-00529 мол_а).

Список литературы

  1. Билби Б.А., Христиан И.В. Мартенситные превращения // УФН. 1960. Т. 70. № 3. С. 515–564.

  2. Курдюмов Г.В., Утевский Л.М., Энтин Р.И. Превращения в железе и стали. М.: Наука, 1977. 238 с.

  3. Варлимонт Х., Дилей Л. Мартенситные превращения в сплавах на основе меди, серебра и золота. М.: Наука, 1980. 205 с.

  4. Knowles K.M., Smith D.A. The crystallography of the martensitic transformation in equiatomic nickel-titanium // Acta Metal. 1981. V. 29. P. 101–110.

  5. Miyazaki S., Otsuka K., Wayman C.M. The Shape Memory Mechanism Associated with the Martensitic Transformation in Ti-Ni alloys–I. Self-accommodation // Acta Metal. 1989. V. 37. № 7. P. 1873–1884.

  6. Wechsler M.S., Lieberman D.S., Read T.A. On the theory of the formation of martensite // J. Metals. 1953. November. P. 1503–1515.

  7. Bowles J.S., Mackenzie J.K. The crystallography of martensite transformations I // Acta Metal. 1954. V. 2. № 1. P. 129–137.

  8. Bowles J.S., Mackenzie J.K. The crystallography of martensite transformations II // Acta Metal. 1954. V. 2. № 1. P. 138–147.

  9. Bowles J.S., Mackenzie J.K. The crystallography of martensite transformations III. Face-centered cubic to body-centered tetragonal transformations // Acta Metal. 1954. V. 2. № 3. P. 224–234.

  10. Greninger A.B., Troiano A.R. The mechanism of martensite formation // Metal. Trans. 1949. V. 185. P. 590–598.

  11. Maki T., Wayman C.M. Transformation Twin Width Variation in Fe–Ni and Fe–Ni–C Martensites // Proc. 1st JIM Int. Symp. On New Aspects of Martensitic Transformation. Suppl. Trans. JIM. 1976. V. 17. P. 69–74.

  12. Счастливцев В.М., Калетина Ю.В., Фокина Е.А. Мартенситное превращение в магнитном поле. Екатеринбург: УрО РАН, 2007. 322 с.

  13. Сагарадзе В.В., Катаева Н.В., Кабанова И.Г., Завалишин В.А., Валиуллин А.И., Клюкина М.Ф. Структурный механизм обратного α → γ превращения и упрочнение Fe–Ni сплавов // ФММ. 2014. Т. 115. № 7. С. 704–715.

  14. Кащенко М.П., Чащина В.Г., Вихарев С.В. Динамические модели формирования двойникованных кристаллов. I. Управляющий волновой процесс и снятие вырождения по ориентации двойниковых границ при мартенситных превращениях // ФММ. 2010. Т. 110. № 3. С. 212–222.

  15. Кащенко М.П., Чащина В.Г., Вихарев С.В. Динамические модели формирования двойникованных кристаллов. II. Предпереходные состояния и соотношения объемов двойниковых компонент // ФММ. 2010. Т. 110. № 4. С. 323–335.

  16. Кащенко М.П., Чащина В.Г. Динамическая модель сверхзвукового роста мартенситных кристаллов // УФН. 2011. Т. 181. № 4. С. 345–364.

  17. Kashchenko M.P., Chashchina V.G. Formation of martensite crystals in the limiting case of a supersonic growth rate // Letters Mater. 2014. V. 4. № 4. P. 308–315.

  18. Kashchenko M.P., Chashchina V.G. Dynamic Theory of γ–α Transformation in Iron Based Alloys. Solving the Problem of the Formation of Twinned Martensite Crystals. Saarbrucken (Germany). Lambert Academic., 2012. 110 p.

  19. Kashchenko M.P., Kashchenko N.M., Chashchina V.G. Dynamic options for forming transformation twins // Materials Today: Proceedings. 2017. V. 4. P. 4605–4610.

  20. Кащенко М.П., Чащина В.Г. Ключевая роль двойников превращения при сравнении результатов кристаллогеометрического и динамического анализа для тонкопластинчатого мартенсита // ФММ. 2013. Т. 114. № 10. С. 894–898.

  21. Кащенко М.П., Кащенко Н.М., Чащина В.Г. Влияние изменения длин волн коротковолновых смещений на формирование фрагмента двойниковой структуры кристаллов α-мартенсита // ФММ. 2018. Т. 119. № 1. С. 3–8.

  22. Kashchenko M.P., Latypov I.F., Chashchina V.G. Correlation of velocities of the waves controlling the thin-plate α-martensite formation and the modulation of the transformation twin structure // Letters Mater. 2017. V. 7. № 2. P. 146–150.

  23. Adachi K., Wayman C.M. Electron microscopic study of θ-phase martensite in Ni–Mn alloys // Metal. Trans. A. 1984. V. 16. № 9. P. 1581–1597.

  24. Пушин В.Г., Белослудцева Е.С., Казанцев В.А., Коуров Н.И. Особенности мартенситного превращения и тонкая структура интерметаллического соединения Ni50Mn50 // Материаловедение. 2012. № 11. С. 3–10.

  25. Пушин В.Г., Куранова Н.Н., Марченкова Е.Б., Белослудцева Е.С., Казанцев В.А., Коуров Н.И. Высокотемпературный эффект памяти формы и термоупругое мартенситное превращение B2-L10 в интерметаллическом соединении NiMn // ЖТФ. 2013. Т. 83. № 6. С. 104–113.

  26. Белослудцева Е.С., Куранова Н.Н., Коуров Н.И., Пушин В.Г., Стукалов В.Ю., Уксусников А.Н. Влияние легирования алюминием на структуру, фазовый состав и термоупругие мартенситные превращения в тройных сплавах Ni–Mn–Al // ЖТФ. 2015. Т. 85. № 7. С. 55–59.

  27. Белослудцева Е.С., Куранова Н.Н., Коуров Н.И., Пушин В.Г., Уксусников А.Н. Влияние легирования титаном на структуру, фазовый состав и термоупругие мартенситные превращения в тройных сплавах Ni–Mn–Ti // ЖТФ. 2015. Т. 85. № 9. С. 71–76.

  28. Пушин В.Г., Белослудцева Е.С., Марченкова Е.Б. Многокомпонентные интерметаллические сплавы на основе Ni–Mn с термо-, механо- и магнитоуправляемыми эффектами памяти формы // ФММ. 2018. Т. 119. № 12. С. 1191–1195.

  29. Kashchenko M.P., Kashchenko N.M., Chashchina V.G. The formation of martensite crystals with a degenerate structure of transformation twins // Letters Mater. 2018. V. 8. № 4. P. 429–434.

  30. Пушин В.Г., Кондратьев В.В., Хачин В.Н. Предпереходные явления и мартенситные превращения. Екатеринбург: УрО РАН, 1998. 368 с.

  31. Лободюк В.А., Коваль Ю.Н., Пушин В.Г. Кристаллоструктурные особенности предпереходных явлений и термоупругих мартенситных превращений в сплавах цветных металлов // ФММ. 2011. Т. 111. № 2. С. 169–194.

  32. Кащенко М.П., Чащина В.Г. Кристаллодинамика ОЦК-ГПУ мартенситного превращения. I. Управляющий процесс // ФММ. 2008. Т. 105. № 6. С. 571–577.

  33. Кащенко М.П., Чащина В.Г. Кристаллодинамика ОЦК-ГПУ мартенситного превращения. II. Морфология мартенсита // ФММ. 2008. Т. 106. № 1. С. 16–25.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика металлов и металловедение

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал