Al-Mg系合金同时具有优良的力学性能、耐蚀性能和焊接性能,是首选的船用变形铝合金及箱式运输汽车车身用板材合金^[1,2,3,4]。Mg是Al-Mg系合金中的主要合金化元素,在基体中起固溶强化作用。提高合金中Mg含量能够更好地实现板材的强化及轻量化,但会降低合金的成形性能及抗应力腐蚀性能,因此高镁铝合金的应用受到限制。

提高Mg含量会恶化合金的成形性能,主要是因为Al-Mg系合金板材一般通过如下工艺制得：先将合金做固溶处理,消除铸造过程生成的β相,然后在该Mg含量对应的固相线温度以上做热变形(如热锻、热轧、热挤压等),同时为防止温度过高使Mg偏聚区发生过烧,变形温度要低于β相的熔点(723 K)。由于提高Mg含量使合金所需的热变形温度区间变窄,因此目前国内外常用的合金含Mg量一般不超过6.5% (质量分数,如5083合金)^[5]。以往的研究工作主要是通过微合金化,如添加微量的Sc、Zr、Mn、Er等合金元素,以第二相强化的方式提高低镁Al-Mg系合金的强度^[6,7,8]。但Al-Mg二元相图表明目前的Mg添加量与其最大溶解度17.4%相差甚远,通过提高Mg含量来提升合金的强度还有很大的研究空间。高镁Al-Mg合金中β相是最常见的第二相^{[9,10,11,12,13]},截至目前,人们一直认为β相是热变形过程中的限制性影响因素,需要通过热处理加以消除,尚没有研究结果表明β相对合金变形有积极影响。关于β相对Al-Mg系合金尤其是高镁Al-Mg系合金是否有积极效用(如细化再结晶晶粒方面),以及如何产生积极效用,还不清楚。

本工作选取高Mg含量的Al-10Mg合金为研究对象,首次提出了对高温时效处理的Al-10Mg合金做热变形的研究方法,同时将固溶态合金作为参比。为了使研究更接近实际工艺中某一中间道次的变形,采用了变形温度和应变速率均不相同的双道次压缩变形工艺,研究高温时效析出的β相对高镁Al-Mg系合金热变形过程中力学性能及微观组织演变的影响,以期发现β相的积极作用,并对制定高镁Al-Mg系合金的热变形工艺提供参考依据。

1 实验方法

以高Mg含量的Al-10Mg合金为研究对象,合金坯料采用旋转结晶工艺制备,其主要成分(质量分数,%,下同)为：Mg 9.67,Fe 0.094,Si 0.058,Al 余量。选取工业纯Al锭及工业纯Mg锭作为原材料,在中频感应电炉中熔炼合金,同时加入0.2% 的Al-5Ti-1B中间合金用于细化合金铸态晶粒,合金熔体通过浇道进入高速旋转的立式离心铸造机并凝固成形。离心机的旋转参数G=100 (G为离心力场中的有效重度系数)。对离心铸坯进行673 K、24 h的固溶热处理,以消除铸态组织中Mg元素的偏析。对部分固溶合金进一步进行573 K、24 h的时效处理,以获得在基体上均匀分布的β相。

将热处理后的铸锭加工成多个直径8 mm×12 mm的圆柱形试样。单轴压缩实验在Gleeble 1500试验机上完成,压缩实验前,在试样与压头的接触面上放置石墨纸,用于减少端部摩擦造成的变形不均匀现象。压缩过程中,先将试样以5 K/s的速率升温至473 K,然后保温2 min以确保试样内部温度均匀,以6.94×10^-3 s^-1的应变率做第一道次压缩,变形量为4。将试样以同样速率升温至673 K,保温5 s,以6.94×10^-1 s^-1的应变率进行第二道次压缩试样,变形量为4。压缩后试样立即水冷,用于后续微观组织表征。每种实验条件下均进行3次实验,以保证实验数据的可重复性和准确性。

用D/X-2500 X射线衍射仪(XRD)测定固溶及时效态试样中Mg原子的固溶度及峰偏;用JXA8230电子探针(EPMA)对时效态试样的微观组织做面扫(mapping)分析,加速电压20 kV;用PHI 710型扫描俄歇纳米探针的电子背散射衍射(EBSD)配件表征压缩后的微观组织,加速电压15和20 kV,扫描步长0.06~0.3 μm。试样的分析面为圆柱压缩试样的纵截面方向,其中压缩轴方向对应EBSD坐标系中的法向(ND)方向。由于目前β相晶体结构比较复杂且存在争议^[2],故EBSD表征中β相的晶体结构信息未被输入,反极图(IPF)中的噪点区块对应β相^[14]。

2 实验结果与讨论

2.1 573 K时效处理

Al-10Mg合金在凝固过程中Mg原子不能完全以置换固溶的形式存在于晶粒内部。在Al熔体凝固成铸锭的过程中,过饱和的Mg以粗大β(Al₃Mg₂)相的形式析出在晶界上,特别是以无规则形状析出在三叉晶界上,铸锭的微观组织如图1a所示,Mg元素分布的面扫描结果如图1c所示。从图中可知一个晶粒内部的Mg含量为5.36% (质量分数,下同),而晶界处β相中Mg含量为31.09%,铸态组织中Mg偏析严重。经673 K、24 h固溶处理后铸态β相重新回溶进基体,而后经过573 K、24 h的高温时效处理,晶界上又重新析出β相,如图1b所示;由于573 K下Mg原子不能进行长程扩散,故晶界处的析出来源于晶界附近的基体。同时晶粒内部也析出了均匀分布的β相,时效态试样晶粒内部β相中的Mg含量约为12.43%。从图1b可见晶粒内部靠近晶界的地方存在明显的β相无析出带,从而显示了573 K条件下Mg原子的可扩散距离。对674 K、24 h固溶态试样及573 K、24 h时效态试样进行XRD分析,结果如图1e所示;对照PDF#65-2869 Al标准衍射谱线,固溶态试样峰值明显向左偏移;根据Bragg方程,Mg原子半径比Al原子半径大13%,固溶态试样中10%的Mg全部以置换固溶形式存在,造成晶格常数(d)增大;经过573 K、24 h时效处理后,基体内部过饱和Mg原子含量减少,其衍射峰相对于固溶态试样有所右偏。

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图1   铸态及573 K、24 h时效态Al-10Mg合金的微观组织、EPMA面扫描及固溶和时效态Al-10Mg合金的XRD谱

Fig.1   OM images (a, b) and Mg EPMA mappings (c, d) of as-cast (a, c) and 573 K, 24 h annealed (b, d) Al-10Mg alloy, and XRD spectra of solution treated and annealed Al-10Mg alloy (e) (δ—angular deviation)

2.2 力学性能

在以往的研究工作中,两道次压缩实验通常用于分析合金的静态再结晶机制,第一道次和第二道次的压缩温度(T₁,T₂)和压缩应变率( ε˙1, ε˙2)都保持不变^[15]。而本工作采用的两道次压缩实验(T₁=473 K, ε˙1=6.94×10^-4 s^-1;T₂=673 K, ε˙2=6.94×10^-1 s^-1)中,施加第一道次压缩的目的是为了在试样内部存储应变能,从而使第二道次压缩时试样状态更接近轧制过程中某一中间道次的变形。两道次压缩的真应力-真应变曲线如图2a所示,在两道次压缩中,时效态试样对应的应力-应变曲线始终处于固溶态试样的下方。Al-Mg系合金属于非热处理强化型合金,固溶Mg原子具有固溶强化作用,而析出的粗大β相则对力学性能不利。图1中的XRD峰偏移结果表明,时效态试样中的固溶Mg原子数量小于固溶态试样中的固溶Mg原子数量,因此时效态试样的压缩强度低。第二道次压缩曲线呈现出非单一应力峰值,这符合动态再结晶唯象理论中的“非连续再结晶”现象,即再结晶的周期(T_r)小于应变硬化的周期(T_s)^[16]。

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图2   固溶态及时效态Al-10Mg合金试样两道次压缩的真应力-应变曲线及硬化率曲线

Fig.2   Mechanical properties of solution treated and annealed Al-10Mg alloy sample (μ—strain deviation)
(a) true stress-true strain curves
(b, c) hardening rate (θ) curves in first and second compression, respectively

为了量化真应力(σ)-真应变(ε)曲线中的强化能力,本工作计算了两道次压缩的硬化率曲线,结果分别如图2b和c所示,其中纵轴θ代表硬化率,θ=dσ/dε^[17,18]。根据加工硬化理论可知：I阶段属于非典型的线性硬化阶段,基体内的次滑移系和多滑移系开始启动;II阶段属于动态回复硬化阶段,应力随应变单调递增,加工硬化率随应力的增加呈单调下降趋势,应变累积到一定程度后,材料内部位错密度发生2个相反的过程：位错增殖的硬化过程及异号运动位错相互抵消的回复过程。第一道次压缩过程中时效态试样的硬化率始终低于固溶态试样的硬化率,由此说明固溶Mg原子的硬化在第一道次压缩过程中起主要作用。与第一道次硬化率曲线不同,在图2c所示的第二道次硬化率曲线中,时效态试样的硬化率高于固溶态试样的硬化率,表明此阶段时效态试样内部的位错密度积累更为显著,在接近应力峰值的位置,再次发生反转,如图2c的黑色框线部分。从图2a的放大图中可以看到,时效态试样比固溶态试样更早达到第一个应力峰值,更早地出现应力软化现象。需要说明的是,对力学曲线的分析并不能精确地说明试样微观组织的差异。

2.3 微观组织

固溶态试样及时效态试样压缩后的微观组织如图3所示。由IPF结果可知,压缩后2种试样内部均发生了非完全再结晶,在未再结晶的变形晶粒集合中,绿色取向的占大部分,该类变形晶粒的{110}晶面垂直于压缩应力方向。在单轴压缩过程中,变形晶粒的取向相对于应力坐标系发生了旋转,形成了fcc晶体典型的{110}面织构^[19,20]。由微观组织可见时效态试样的再结晶晶粒数量比固溶态试样的多,且再结晶晶粒尺寸比固溶态试样的小。再结晶晶粒尺寸分布的统计结果如图3e所示,在时效态试样压缩组织中,再结晶晶粒的平均尺寸约为2.5 μm,且尺寸分布更加集中。图3c和d分别是与图3a和b对应的Kernel平均取向差^[21] (Kernel average misorientation,KAM)图,可见压缩后的时效态试样基体内部残余更多的形变储能,晶粒内部的晶格扭转更严重,且大部分富集在未再结晶的变形晶粒内部。对图3a和b中变形晶粒内部的小角度晶界的数量及分布进行统计,结果如图3f所示。由图可知,时效态试样压缩组织中的变形晶粒内部含有更多的小角度晶界,大量小角度晶界的存在造成了变形晶粒内部更多的应变集中。

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图3   固溶态及时效态Al-10Mg合金压缩组织及统计结果

Fig.3   Microstructures and statistical result of compressed Al-10Mg alloy (TD—transverse direction, RD—rolling direction)
(a) inverse pole figure (IPF) of solution treated compressed sample
(b) IPF of annealed compressed sample
(c) Kernel average misorientation (KAM) of solution treated compressed sample
(d) KAM of annealed compressed sample
(e) new grain size distribution
(f) number distribution of low angle boundary (LAB)

为了统计再结晶晶粒的尺寸分布,同时使压缩组织更清晰,对图3组织图采用Orientation Imaging Microscopy (OIM)软件的Clean up处理,即常规的去噪处理。但本工作的特殊性在于,由于β相晶体结构比较复杂且目前仍存在争议^[2],EBSD测试标定过程中β相的晶体结构信息并未被输入,因此β相在组织图(IPF)中以噪点区块(cluster pixels)的形式表示,而常规的去噪处理会抹去β相的分布信息。在图3d的KAM图中,黑色区块对应β相的位置。从KAM图中可以判断出变形晶粒内部的小角度晶界都与β相有所关联,或者据此可以做出如下推断：时效态试样压缩组织变形晶粒内部的小角度晶界是由晶粒内部粗大的β相激发形成的。为了证明这一推断,将未去噪的局部放大,如图4所示,图4中噪点区块代表β相。

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图4   含β相及小角度晶界的微观组织(图3的局部放大)及区块取向

Fig.4   Magnified microstructure containing β phase and LAB in Fig.3 without cleanup (Numbers in Figs.4a~d are the serial number of blocks)
(a) a red deformed grain with three long LABs
(b) a green deformed grain with six long LABs
(c) a yellow deformed grain with two pixel cluster
(d) a β phase surrounded by four new grains
(e) orientation of cluster 1# in Fig.4a
(f) orientation of cluster 7# in Fig.4b
(g) orientation of cluster 13# in Fig.4c

图4a中心区域有一个粗大的β相,从β相与基体的界面处激发出了3条较长的小角度晶界,还有部分较短的小角度晶界,这些被激发的小角度晶界将基体分割成了若干区块,如图4a中的标识。图4b和c同样显示了粗大β相激发的小角度晶界将变形晶粒分割成的区块,不同的是图4b中的8和9区块完全被大角度晶界所包围,已经形成了再结晶晶粒;图4c中含有2个临近的β相,变形晶粒内部被切割出了数量更多的区块,而且两临近β相之间区域的小角度晶界相互交联;图4d中β相被4个再结晶晶粒包围,可推断这些再结晶晶粒是上述小角度晶界继续旋转演变成普通大角度晶界而形成的。上述分析表明,变形过程中β相通过激发小角度晶界的产生促进了再结晶形核。相对于压缩过程中的固溶态试样,时效态试样能够生成更多的小角度晶界,在相同的时间内生成更多的再结晶晶核,从而细化了再结晶晶粒。

关于粒子促进形核(particle stimulate nucleation,PSN)及粒子激发出小角度晶界的研究,文献[22,23,24,25,26]曾在单晶研究体系中发现不只是纳米级的沉淀相阻碍位错的滑移,基体中尺寸大于2 μm的沉淀相也会阻碍位错的滑移,从而在沉淀相周围形成粒子变形区(particle deformation zone,PDZ)和粒子变形带(particle deformation band,PDB)。上述理论分析与本工作中β相周围形成的若干区块相对应,但由2.2节分析可知时效态试样在压缩过程中发生了明显的回复,位错通过攀移和交滑移发生了多边形化,从而形成了小角度晶界;同时由变形晶粒大角度晶界上的凸出(bulging)^[27,28]激发形成的应变诱发小角度晶界(strain induced subboundary)与沉淀相激发出的小角度晶界相连,进一步促进了区块的分割与亚晶的形成。为了便于区分,本工作中将沉淀相激发的小角度晶界称为“粒子小角度晶界(particle low angle boundary,PLAB)”,PLAB是PDZ和PDB经过强烈回复后形成的。Al-Mg系合金传统上是晶界形核的非连续再结晶,PLAB的存在使晶界和变形晶粒内部同时形核,具有连续再结晶的特征。选取图4中1#、7#和13#区块作为图4a~c的基体取向代表,图4e~g分别给出了1#、7#和13#区块对应于应力坐标系的{100}取向极图及Euler角,可知图4a~c的基体取向差别较大,基体内部激发的滑移系不同,从而使各取向基体被PLAB切割的剧烈程度不同。

另外,两道次压缩后微观组织中β相的大小和数量较未变形时有稍许不同,分析可能是在673 K变形过程中部分小尺寸β相回溶所致,因此,关于如何提高热变形过程中时效析出β相的热稳定性,如通过适量微合金化等方式,仍需进一步研究。

2.4 织构演变

β相激发的PLAB将变形晶粒基体切割成若干区块,促进了再结晶晶核的生成,细化了再结晶晶粒。另一方面,β相阻碍了位错的滑移与晶格的旋转,也会影响压缩过程中微观组织织构的演变。固溶态试样和时效态试样压缩组织的取向反极图如图5所示。图5a为固溶态试样压缩组织的反极图,取向分布包含{101}和靠近{111} 2种面织构组分。将组织中未再结晶的变形晶粒及再结晶晶粒挑出来并分别做反极图,如图5b和c所示。由图可知,{101}织构组分对应于变形晶粒,变形晶粒的{101}面与压缩方向垂直,与层错能较高的fcc金属冷镦压{110}纤维织构一致^[19],而靠近{111}的取向组分对应于再结晶晶粒。图5d为时效态试样压缩组织的反极图,取向分布包含{001}和{101} 2种,且这2种组分都对应于变形晶粒,再结晶晶粒并没有明显的择优取向,表明β相的存在能够有效减少{101}面织构的生成,同时减少再结晶晶粒的各向异性。

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图5   固溶及时效态Al-10Mg合金试样压缩组织的取向反极图

Fig.5   IPF of solution treated (a~c) and annealed (d~f) compressed Al-10Mg alloy samples
(a, d) IPF of solution treated and annealed compressed samples, respectively
(b, e) IPF of deformed grains in samples
(c, f) IPF of new grains in samples

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图6   区块1#、7#和13#取向的Schmid因子分布

Fig.6   Schmid factor distribution of cluster 1#, 7# and 13#

2种不同面织构的演化在图3a和b的微观组织中也有反映。图3a的变形晶粒都标识为绿色,变形晶粒的{101}晶面族法向与压缩方向一致。图3b的变形晶粒除绿色外有相当一部分是红色及少部分的黄色。图4a~c分别为图3b中红色、绿色和黄色变形晶粒的放大图。区块1#、7#和13#的Euler角分别为(291, 95, 107)、(331, 63, 180)和(289, 53, 175),转化为Miller指数后分别为(10$\overline{3}$$\overline{1}$)[$\overline{3}$$\overline{5}$$\overline{15}$]、(2 $\overline{25}$ 19)[$\overline{7}$$\overline{15}$$\overline{19}$]和(0 $\overline{2}$ 1)[$\overline{4}$$\overline{1}$$\overline{2}$]。(10 $\overline{3}$$\overline{1}$)接近于(100),而(2 $\overline{25}$19)接近于(0$\overline{1}$1)。假设本工作中Al-10Mg合金的位错运动遵循fcc晶体12个{111}<110>滑移系的特征,则区块1#、7#和13#的Schmid因子(SF)^[29,30] 分布如图6所示,计算结果如表1所示。由表可知,区块1#最大SF对应的滑移系为(1$\overline{1}$1)[10$\overline{1}$],区块7#的为(11$\overline{1}$)[1$\overline{1}$0],区块13的为(1$\overline{1}$1)[110]和(11$\overline{1}$)[1$\overline{1}$0]。由图6可知,区块1# 12个滑移系的SF均匀分布在(0,0.5)区间内,认为这是由于β相阻碍了位错的滑移,在粒子周围生成PLAB小角度晶界,在一定程度上减少了滑移到变形晶粒晶界处的位错数量,减缓了变形晶粒晶格的旋转^[31],因此区块1#所属的红色晶粒在变形过程中没有经过充分的转动,其内部的滑移系仍保持易于被激活的状态。相较于区块1#,区块13#的取向更接近于{101}晶面族法向,其内部12个滑移系的SF在(0.2,0.3)区间内偏聚(图6黄色线框区域)。区块7#的12个SF主要偏聚在(0,0.2)区间(图6绿色椭圆区域),这表明区块7#所属晶粒经过了充分的位错滑移及晶粒转动,在后续变形过程中需增大应力才能同时开动更多的滑移系。综上可见,一方面,β相通过抑制位错滑移及在大角度晶界处累积的方式,一定程度上抑制了变形晶粒向典型的织构取向转动,如本工作中减少了{101}面织构的密度;另一方面,β相激发的PLAB将变形晶粒基体切割成若干区块,使再结晶形核不再局限于晶界凸出(bulging)形核,再结晶晶粒不再具备典型的再结晶织构特性,各向异性被弱化。因此可通过调整β相的分布控制高镁Al-Mg合金热变形过程中的织构演变。

3 结论

(1) Al-10Mg合金经673 K、24 h固溶及573 K、24 h时效处理后,晶粒内部析出均匀分布的β相,晶界上析出连续分布的β相。573 K条件下Mg原子不能进行长程扩散,晶界处的析出来源于晶界附近的基体,晶粒内靠近晶界处存在无沉淀析出带。

(2) 在两道次压缩实验中,时效态试样的应力-应变曲线始终处于固溶态试样的下方。第一道次压缩过程中时效态试样的硬化率低于固溶态试样的硬化率,固溶Mg原子对第一道次压缩硬化起主要作用。第二道次压缩曲线呈现非单一的应力峰值,属于动态再结晶唯象理论中的“非连续再结晶”,时效态试样的硬化率高于固溶态试样的硬化率,时效态试样内部的位错累积更显著,在接近应力峰值的位置,时效态试样更早出现了再结晶软化。

(3) 在时效态试样压缩组织中,再结晶晶粒的平均尺寸更小,尺寸分布更集中。时效态试样压缩组织中的变形晶粒内含有更多的小角度晶界,基体内部残余更多的形变储能,晶格扭转更严重;β相激发出的小角度晶界将变形晶粒基体切割成若干区块,使再结晶形核不再局限于晶界凸出(bulging)形核,由此促进了再结晶晶核的生成,细化了再结晶晶粒,而且再结晶晶粒不再具备典型的再结晶织构特性,各向异性被弱化。

(4) β相阻碍了位错滑移,将部分变形储能累积在粒子周围的小角度晶界处,减少了滑移到变形晶粒晶界处的位错数量,减缓了变形晶粒晶格的旋转,变形晶粒含{001}和{101} 2种面织构组分。因此,可通过调整β相的分布控制高镁Al-Mg系合金热变形过程中的织构演变。

The authors have declared that no competing interests exist.