Mg及其合金作为最轻的金属结构材料，具有密度低、比强度高及可加工性和可回收性等特点，在交通运输、航空航天、电子通讯等领域得到了广泛应用^[1,2]。但其强度低、成形性差的缺点又限制了其应用。这主要归因于Mg和镁合金具有hcp结构及缺乏有效的强化相，并且室温下镁合金中只能引发有限数量的滑移系^[3]。

近年来，研究人员发现，将脉冲电流应用于金属或合金的变形及热处理过程可以显著优化其微观组织并提高其力学性能及成形性能。Xu等^[4]研究发现脉冲电流的非热效应可显著降低AZ31镁合金在轧制过程中动态再结晶(DRX)的临界温度，从而允许不同尺寸晶粒在金属塑性变形过程中相互协调并显著提高合金板材的塑性。王少楠^[5]研究发现，电脉冲的热效应和非热效应耦合机制可以提高AZ31镁合金变形过程中的位错攀移速率，从而降低其冲压过程中的变形抗力并显著提高冲压极限。本课题组前期工作^[6]发现，变形态合金内部的变形储能对脉冲电流处理后的晶粒细化效果有显著影响，并设计变温多道次等通道挤压(ECAP)实验制备高变形储能AZ61镁合金，利用高密度脉冲电流对合金进行静态处理，最终制备出高强韧化镁合金样品。

然而，目前关于脉冲电流处理的研究仍存在一些不足。首先，虽然脉冲电流对于变形镁合金的影响在多种塑性变形方式中均有报道，但关于脉冲电流对挤压过程中镁合金微观组织的影响尚缺乏深入研究，且研究主要集中在再结晶阶段，而当合金处于能够完全动态再结晶的临界变形条件时，施加脉冲电流对其变形过程中的微观组织演变以及非平衡相变的影响尚不明确。基于此，本工作通过自主搭建的脉冲电流辅助挤压(EPAE)平台开展脉冲电流辅助AZ91镁合金温挤压(250 ℃)实验，系统研究不同峰值电流密度条件下脉冲电流对AZ91镁合金挤压过程中β-Mg₁₇Al₁₂相的动态析出行为、微观组织和织构演变的影响。

采用商业AZ91镁合金铸锭作为原材料，其化学成分(质量分数，%)为：Al 8.79，Zn 0.73，Mn 0.2，Si < 0.005，Cu < 0.005，Ni < 0.005，Fe < 0.005，Mg余量。

采用KD-7740数控电火花加工机床将AZ91镁合金切割成直径40 mm、高30 mm的圆柱体试样。挤压前，试样在400 ℃下固溶处理12 h，然后在冷水中快速淬火。EPAE工艺和脉冲电流产生的方波示意图如图1所示。该装置主要分为导电系统。挤压系统、绝缘系统和温度记录系统。挤压时，先通过常规热挤压挤出一部分棒材，然后分别将电源正极和负极连接到挤压杆和挤出棒材，此时开启脉冲电源并继续挤压，同时利用放置在凹模出口处的热电偶记录样品实际挤出温度，最终完成EPAE过程。为保证AZ91镁合金在常规挤压时能够完全动态再结晶，本实验条件设定为：挤压比16∶1，挤压温度250 ℃，挤压速率1 mm/s。挤压前将润滑剂涂抹在AZ91镁合金样品表面以减少摩擦。常规热挤压(EX)和EPAE样品编号及相关实验参数列于表1。

用苦味酸腐蚀剂(苦味酸∶乙醇∶去离子水∶醋酸 = 1∶15∶2∶2，体积比)腐蚀样品后，使用VHX-2000光学显微镜(OM)和S8000扫描电子显微镜(SEM)的二次电子(SE)模式观察挤压方向(ED)-横向(TD)平面的微观组织，同时利用SEM的背散射电子成像(BSE)模式分析β-Mg₁₇Al₁₂相的形态及分布。使用15 kV X-Max^N能量色散X射线光谱仪(EDS)和D8 Advanced高分辨率旋转阳极X射线衍射仪(XRD)测定合金的相组成，CuK_α，波长λ = 0.15406 nm，扫描速率4°/min。利用LYRA3XMH双光束聚焦离子束扫描电镜(FIB-SEM)上的电子背散射衍射(EBSD)系统进行EBSD表征，工作电压、工作距离和倾斜角度分别为20 kV、15 mm和70°。EBSD样品用砂纸机械研磨成镜面后在-20 ℃的ACⅡ电解液中电化学抛光100~200 s。使用Image-Pro Plus 6.0软件从获得的显微照片中统计不同类型及区域的晶粒和β-Mg₁₇Al₁₂相的平均尺寸和体积分数。

图2为铸态及固溶态AZ91镁合金的OM和BSE像。在铸态AZ91镁合金中可以观察到典型的树枝状组织(图2a和b)，其中基体晶粒较为粗大，尺寸约为90 μm，在基体晶界处出现了一些具有网状结构的共晶相和一些非连续析出相(DP相)，EDS结果(图2d插图)表明2者皆为β-Mg₁₇Al₁₂相，其中前者在凝固的最后阶段形成，后者在合金冷却到室温时在基体中析出^[7]。固溶处理后，平均晶粒尺寸超过500 μm (图2c)，共晶相和DP相大量溶解的同时在SEM-BSE像(图2d)及EDS结果中仍能发现少量残余，这是AZ91镁合金中Al元素含量较高导致的，但其在对应的XRD谱(图3a)中并无体现。在铸态和固溶态合金中均观察到微量白色圆形粒状第二相(P2和P4)，EDS结果表明其为富Al-Mn相，推测该相为Al₈Mn₅相。由于形成温度高于α-Mg，因此即使经过长时间的均质处理Al₈Mn₅相也难以分解^[7]，但由于其含量较少，同样未在图3a中有所体现。

图4为各挤压条件下沿ED的AZ91合金的OM及SEM-BSE像，观察位置位于挤出棒材中心处，相关统计结果及演变规律如表2和图5a所示。根据图4a和e可知，250EX样品的微观组织由尺寸远小于固溶态样品的细小晶粒和均匀分布的第二相颗粒混合组成，说明完全实现DRX的同时发生了动态析出。当施加脉冲电流后，EPAE样品中出现粗晶粒并聚集成条带状分布(图4b~d中虚线标记区域)，其与细晶粒条带共同组成双峰结构。由图4f~h可知，EPAE样品的粗晶粒条带内部第二相颗粒分布较少；细晶粒条带内有较多第二相颗粒，并出现了部分粗大的平行于ED的长条状第二相(如箭头所示)。随着电流密度的增大，粗晶粒条带面积分数(f_cg)从EPAE-1样品的9.1%上升至EPAE-3样品的24.5%。根据SEM-BSE像(图4i~l)统计可知，样品整体的第二相颗粒体积分数(f_β)从250EX样品的76.9%下降至EPAE-3样品的16.5%。

图6为250EX及EPAE样品的SEM-SE像和EDS结果，其中，图6b、e、h和k为各挤压样品低倍图像，图6d、g和j为EPAE样品细晶粒条带区域的放大图像，图6f、i和l为EPAE样品粗晶粒条带区域的放大图像；由于250EX样品显微组织分布较为均匀，因此只用图6a来表示其放大区域。根据SEM-SE像及其对应的晶粒演变规律(图5)和统计数据(表2)可知，250EX样品中平均晶粒尺寸(d_avg)仅为1.07 μm，同时晶界较为锐利，说明此时合金内部仍存在较高的应变储能。EDS结果(图6c)表明，250EX样品基体上方均匀分布的棒状第二相颗粒为β-Mg₁₇Al₁₂相，极少量白色圆形大颗粒为富Al-Mn相，其组成与图2中Al₈Mn₅相接近，研究^[8]表明，Al₈Mn₅相在热加工中同样较为稳定，因此推测白色圆形颗粒相仍为Al₈Mn₅相。施加脉冲电流后，EPAE样品内部逐渐出现粗、细晶粒条带交替排列的双峰结构，随着电流密度的增大，细晶粒和粗晶粒的平均尺寸(d_fg和d_cg)分别由EPAE-1样品的1.75和1.93 μm增加到EPAE-3的2.37和7.23 μm；同时，细晶粒晶界形态逐渐趋于平直，说明残余应力逐渐减少。此外，根据EDS结果可知，EPAE-3样品中的第二相颗粒仍由β-Mg₁₇Al₁₂相及少量的Al₈Mn₅相组成，这说明脉冲电流的施加对于第二相的成分无显著影响。在各挤压样品中，无论是在粗晶区域或是细晶区域，相对粗大的β-Mg₁₇Al₁₂相往往集中在晶界处，而晶粒内部的β-Mg₁₇Al₁₂相尺寸相对较小，这可能与Al原子的不均匀分布有关。在常规情况下，挤压前的固溶过程中溶质原子的扩散系数(D₁)可以用Arrhenius方程表示^[9,10]：

式中，D₀为晶格扩散常数，Q为扩散激活能，Al原子在Mg基体中的D₀和Q分别取1.2 × 10⁹ m²/s和1.43 × 10³ J/mol；R为理想气体常数，T为固溶温度。固溶过程中溶质原子在基体中的扩散距离(l)可以表示为：

式中，t为固溶时间。结合式(1)和(2)可以计算出固溶过程中(400 ℃，12 h) Al原子向α-Mg基体的扩散距离为28.3 μm，远小于初始均质晶粒尺寸(500 μm)。因此，Al原子在固溶过程中易在晶界发生强烈的微观偏析，而在晶粒内部含量较少。在随后的挤压过程中，由于位错的累积和缠结，Al原子含量较高的位置短时间内即可达到高过饱和状态，因此β-Mg₁₇Al₁₂相更容易在晶界处形核。

由图5b及表2还可以看出，随着脉冲电流的施加及电流密度的增大，β-Mg₁₇Al₁₂相的长宽比(r_a)总体上呈减小趋势。在250EX及EPAE1-2样品中，β-Mg₁₇Al₁₂相平均尺寸(d_βav)与r_a有相同的变化规律，这说明脉冲电流能够促进β-Mg₁₇Al₁₂相球化，并因此进一步影响d_βav。这在EPAE-3样品的粗晶到细晶的过渡区域(图7)也可看出，即从细晶区到粗晶区β-Mg₁₇Al₁₂相尺寸减小的同时发生了球化。

观察固溶态及不同挤压条件的合金样品的XRD谱(图3a)可以看出，挤压态样品的XRD谱均由α-Mg基体和β-Mg₁₇Al₁₂相组成，说明各挤压条件下均无新类型沉淀物产生，这与图6c的EDS结果相一致。此外，与铸态和固溶态合金类似，由于Al₈Mn₅相含量很少，其在所有挤压态样品的XRD谱中均未被检测到。图3b为不同样品位错密度(ρ)的演变规律，采用基于XRD改进的Williamson-Hall法确定，计算公式如下^[11]：

式中，ε为微应变，d为位错壁包围的亚晶粒尺寸，b为Burgers矢量模。$\epsilon$和d的值可通过对下式拟合得到：

式中，β${}_{\mathrm{d}\mathrm{i}\mathrm{s}\mathrm{l}\mathrm{o}\mathrm{c}\mathrm{a}\mathrm{t}\mathrm{i}\mathrm{o}\mathrm{n}}$为XRD谱中各衍射峰的半高宽，θ为Bragg衍射角，λ = 0.15406 nm。

此外，在变形过程中为再结晶晶粒的形核、长大以及相变过程提供驱动力的变形储能(γ_DSE)，一般以晶格畸变或缺陷的形式储存起来，因此其可以表示为以下形式^[12]：

式中，K为常数，G为剪切模量。由式(5)可知，γ_DSE与变形过程中累积的位错密度成正比。由图3b可以看出，经过常规热挤压后，ρ由固溶态样品的1.7 × 10¹² m^-2显著提高至250EX样品的6.8 × 10¹² m^-2，这说明传统热挤压工艺可以提高材料内部的γ_DSE。随着脉冲电流的施加及电流密度的提高，ρ呈下降趋势并最终达到EPAE-3样品的4.2 × 10¹² m^-2，此时动态析出受到抑制的同时部分晶粒长大明显，表明EPAE过程中大量的γ_DSE在晶界迁移过程中被消耗。

图8为250EX及EPAE-3样品的反极图(IPF)、(0001)极图(PF)和取向差分布。观察图8a和d可以看出，EBSD所表征出的微观结构与OM及SEM结果相似，其中黑色区域是第二相颗粒覆盖导致EBSD无法正常解析所造成的，因此图8a和d中的圆形和条带状的黑色区域(虚线标记区域)分别对应250EX及EPAE-3样品中团簇状第二相颗粒和长条状第二相颗粒。此外，相比于图8a，图8d中红色面积更大，根据色规可以推断，EPAE-3样品中基面取向晶粒的数量更多。图8b和e表明2种样品都具有典型的基面丝织构形态，但图8e中的丝织构轮廓比图8b更加集中，最大织构强度从3.39提高至5.92，这说明挤压态样品中大多数晶粒的(0001)面平行于ED，且EPAE工艺会促进晶粒旋转，从而增强基面织构强度，这与图8a和d的结果相一致。由图8c和f可知，随着脉冲电流的施加，低角度晶界(LAGB)比例(f_LAGB)从250EX样品的23.42%显著降低至EPAE-3样品的7.46%。LAGB的产生是挤压过程中位错相互缠结及重排的结果，其可以在随后的变形过程中通过不断吸收可移动位错转变为大角度晶界(HAGB)^[13]。因此，EPAE样品中LAGB比例的降低意味着脉冲电流能够促进LAGB对可动位错的吸收及向HAGB的转化，这同样会引起位错密度的降低。

图9为固溶态及挤压态合金样品的室温拉伸真应力-真应变曲线，屈服强度(σ_y)、抗拉强度(σ_s)和断裂延伸率(δ)列于表3。可以看出，固溶态样品的强度和塑性较差，经过常规热挤压后，250EX样品的σ_y、σ_s和δ分别提升了220 MPa、278 MPa和3%，强度的提高是由于d_avg减小所带来的细晶强化、ρ提高所带来的位错强化以及大量析出的β-Mg₁₇Al₁₂相所带来的Orowan强化共同作用的结果，塑性的提高则是由于细小晶粒中的晶界滑移促进了拉伸过程中晶粒之间的相容性。施加脉冲电流后，虽然上述各项强化机制均会随着微观组织的变化而有所减弱，但EPAE-1样品的σ_y、σ_s和δ仍小幅提升至318 MPa、440 MPa及11.2%，强度的进一步提高可能是具有强基面取向的粗晶所带来的织构强化导致的，而ρ和f_β 的降低意味着样品在拉伸过程中应力集中和位错缠结情况有所减弱，从而促进了塑性进一步提高。随着电流密度的提高，σ_y、σ_s最终分别下降至240和406 MPa (EPAE-3样品)，δ则进一步提升至13.7%，这表明此时d_avg增加及ρ和f_β 降低对强度的弱化作用大于织构的强化作用。

综上实验结果可知，在AZ91镁合金挤压过程中施加脉冲电流能够抑制β-Mg₁₇Al₁₂相的动态析出并促进其球化。

在镁合金的变形过程中，β-Mg₁₇Al₁₂相的动态析出与溶解过程是同时存在的^[14]，当析出速率大于溶解速率时，材料即可表现出动态析出状态。因此，本工作中脉冲电流对于动态析出的抑制可看作其对β-Mg₁₇Al₁₂相溶解过程的增强。

Jeong等^[15]研究发现，相比于常规热变形，在脉冲电流辅助拉伸变形中，脉冲电流能够通过其非热效应降低AZ91镁合金中β-Mg₁₇Al₁₂相的溶解温度并促进固溶过程，再结合Shan等^[16]的研究，本工作中脉冲电流对β-Mg₁₇Al₁₂相溶解过程的影响可以利用图10中Gibbs自由能的变化来描述，其中曲线1和曲线2分别表示常规热挤压和EPAE工艺中Gibbs自由能的变化，状态0和状态1分别代表挤压过程中β-Mg₁₇Al₁₂相溶解前和溶解后的合金样品状态。曲线1中，尽管状态1 (表示为B1)与状态0 (表示为A1)的自由能差ΔG_d = G_B1 - G_A1 < 0，但由于能量势垒较高，因此β-Mg₁₇Al₁₂相溶解过程仍然较为困难。随着脉冲电流的引入，曲线2中状态1和状态0的Gibbs自由能(分别记为G_A2和G_B2)同时增大，2者的自由能差可表示为ΔG：

式中，ΔG_e为脉冲电流在与常规热挤压处于相同状态(组成、温度、压力等)的系统中所能引起的附加能量变化。Qin等^[17]发现变形金属试样的固态相变过程中ΔG_e可写为：

式中，μ为磁导率；j为电流密度(下标1和2分别表示固态相变前后的状态)；|i ‒ i′|为空间2点i(x, y, z)和i′(x′, y′, z′)之间的距离。利用特定的数学方法和对应的物理参数理论值，式(7)可简化为如下形式^[17~20]：

式中，P为与材料相关的正常数，ΔV为再结晶晶核体积，σ₁和σ₂分别为固溶体和β-Mg₁₇Al₁₂相的电导率，ξ(σ₁, σ₂)为与晶核和介质电性质的有关的常数，可以表示为^[21]：

由于在β-Mg₁₇Al₁₂相溶解过程中，σ₁ > σ₂^[22]，从而导致ξ(σ₁, σ₂) < 0，因此根据式(8)，ΔG_e < 0，此时ΔG = G_B2 ‒ G_A2 < 0，这意味着脉冲电流可以通过ΔG_e增大驱动力的同时降低热力学障碍来加速β-Mg₁₇Al₁₂相溶解过程，从而导致EPAE样品中的动态析出受到抑制。

值得注意的是，β-Mg₁₇Al₁₂相溶解过程是一种扩散相变，即使满足热力学条件，如果没有长程扩散，这种相变也不会发生，这意味着脉冲电流对挤压过程中的原子扩散同样有重要影响。由于平衡的原子浓度即意味着平衡的空位浓度，可以采用空位扩散通量来衡量脉冲电流中的热效应和非热效应，其中脉冲电流在单位时间内由热效应引起的空位扩散通量(J_t)可以用下式表示^[4]：

式中，C₀为空位浓度指前因子；f和τ_p分别为脉冲电流频率和脉宽；Q_v为空位扩散形成能；ΔT_p为单个脉冲在单位时间内引起的样品的温升；N_l为原子浓度；R₀ - r₀为与割阶有关的常数；T_p为本实验中样品的绝对温度。ΔT_p可表示如下^[23]：

式中，I为峰值电流强度；R_e为电阻；c_p 为比热容；m为样品质量；t₀为单位时间，即1 s。通过上述内容可知，本实验中J_t主要由ΔT_p、T_p和D₁决定。随着脉冲电流密度的增大，ΔT_p与T_p同时增大，则可以计算出EPAE-1~EPAE-3样品的$\frac{I}{T_{\mathrm{p}}}$分别为0.011、0.016及0.019，这表明ΔT_p提升幅度大于T_p²。此外，由式(1)可知，T_p的升高会提高$\mathrm{e}\mathrm{x}\mathrm{p}(-\frac{Q}{RT})$的值，从而提高D₁，同时，D₀可以表示为^[24]：

式中，f^′为扩散系统常数，α为晶格常数，ν为原子振动频率，k为Boltzmann常数，Δs为活化熵。研究^[24]发现，脉冲电流非热效应引起的能量增加可以提高原子振动频率。一旦原子从脉冲电流中获得足够的能量，其跳跃到空位的可能性将大大增加，这也会增大Δs并提高D₀。综上所述，脉冲电流的热效应和非热效应会同时增大D₁，此时结合ΔT_p与T_p的相对变化可知，J_t会随着脉冲电流密度的提高而增大。

除了热效应，脉冲电流在单位时间内的非热效应引起的空位扩散通量(J_a)可以用下式表示^[25,26]：

式中，N_i 为第i个原子的密度，Z ^*eρ_eJ为电子与原子之间的相互作用关系(其中，Z^*为有效化合价，e为电子电荷，ρ_e为电阻率)，J为平均电流密度，本实验中所用到的电流的脉冲形式为双极方波，因此J可以表示为：

式中，J_m为峰值电流密度，τ_s为脉冲间距，因此J_a可以表示为：

从上式可以看出，本实验中J_a同时受到D₁、J_m和T_p的影响，但由于J_m与I成正比，因此$\frac{J_{\mathrm{m}}}{T_{\mathrm{p}}}$的变化规律与$\frac{I}{T_{\mathrm{p}}}$一致，说明J_m随着电流密度增加的提高幅度超过T_p，此时结合D₁的增加结果可以推断，J_a同样会随着脉冲电流密度的增加而增加。综上所述，脉冲电流的热效应与非热效应的共同作用导致了空位扩散通量的提高，其可以等价于Al原子扩散通量的提高，因此β-Mg₁₇Al₁₂相溶解过程得到促进，与ΔG的变化一样，这对抑制动态析出同样具有贡献。

除了上述作用外，脉冲电流还可以通过影响位错密度来抑制β-Mg₁₇Al₁₂相的动态析出过程。研究人员^[27,28]发现，位错可以通过位错管辅助扩散机制促进Al溶质原子的扩散，并为β-Mg₁₇Al₁₂相的析出提供成核点，而由2.2节内容可知，EPAE过程中脉冲电流对于HAGB的形成以及晶粒长大的促进作用增加了对位错的消耗，从而导致挤压样品中位错密度显著降低，这同样会抑制β-Mg₁₇Al₁₂相的动态析出过程。

然而，无论是脉冲电流的何种作用，其对于β-Mg₁₇Al₁₂相的析出抑制情况均会受到不同晶粒中应变能差异^[29]以及固溶样品中Al溶质原子微观偏析的影响，因此EPAE样品中β-Mg₁₇Al₁₂相的动态析出分布呈不均匀条带状。

此外，根据合金的Gibbs-Thomson效应，变形镁合金中β-Mg₁₇Al₁₂相不同曲率半径对应的α-Mg基体中Al溶质原子的浓度差为^[30]：

式中，C_r1和C_r2分别为β-Mg₁₇Al₁₂相曲率半径为r₁和r₂处所对应的Al合金元素浓度；C₁为α-Mg基体中Al溶质原子和表面曲率半径所对应的平衡浓度；Ω为β-Mg₁₇Al₁₂相的摩尔体积；σ为β-Mg₁₇Al₁₂相与α-Mg基体之间的界面能。由上式可知，β-Mg₁₇Al₁₂相曲率半径越小，其附近Al溶质原子浓度越高。而脉冲电流对原子扩散的促进作用会促使棒状β-Mg₁₇Al₁₂相中的Al溶质原子从曲率半径较小的位置(如棒状相的尖端、缺陷处)向曲率半径较大的位置(如棒状β-Mg₁₇Al₁₂相的平整表面)扩散，因此促进了棒状β-Mg₁₇Al₁₂相发生球化。

一般来说，晶粒长大过程可以看作是晶界迁移的结果，根据生长动力学，在挤压过程中，晶界移动速率(V)可表示为^[31]：

式中，M₀为晶界移动常数，$P_{\mathrm{D}}^{\mathrm{R}\mathrm{e}\mathrm{x}}$为γ_DSE所提供的驱动力，P_Z为Zenner钉扎阻力，P_C为晶界曲率阻力。$P_{\mathrm{D}}^{\mathrm{R}\mathrm{e}\mathrm{x}}$、P_Z和P_C可近似表示为：

式中，γ是晶界张力，r为晶粒平均半径，α'为与材料相关的常数，$\frac{\mathrm{1}}{L}$是平均曲率半径。由式(17)可知，V会随着样品温度的升高而增大，因此，脉冲电流的热效应会促进晶粒的长大。

此外，晶粒长大的动力学条件还可用晶界活动性(B)来表示^[32]：

式中，D_b为晶界扩散系数，可以表示为：

结合式(12)、(21)及(22)可知，脉冲电流还可通过其非热效应对D₀的影响来提高D_b，进而促进了晶粒的长大。

对晶粒长大同样有重要影响的还有β-Mg₁₇Al₁₂相。由2.2节可知，EAPE样品中细晶区的β-Mg₁₇Al₁₂相数量多于粗晶区，同时，随着电流密度的增大，d_fg的长大程度小于d_cg，这表明β-Mg₁₇Al₁₂相对于晶粒的生长存在限制作用。

图7b为EPAE-3样品细晶区的TEM像。可见，有大量动态析出的β-Mg₁₇Al₁₂相分布在晶界处和晶内。其中，主要分布于晶界处的粗大β-Mg₁₇Al₁₂相的平均粒径约为250 nm，晶粒内部相对较小β-Mg₁₇Al₁₂相平均粒径约为95 nm。研究^[33,34]发现，晶界处粗大β-Mg₁₇Al₁₂相可以通过对晶界施加钉扎力来阻碍其迁移，进而抑制晶粒长大，而晶粒内部的球形或近球形的β-Mg₁₇Al₁₂相更倾向于阻碍位错的运动，从而在一定程度上抑制DRX晶粒的形核及长大。由式(19)可知，β-Mg₁₇Al₁₂相的钉扎力P_Z由$\frac{f_{\beta }}{r}$比值来决定，观察对应的结果及演变规律(图5a及表2)可知，$\frac{f_{\beta }}{r}$比值随着脉冲电流的施加及电流密度的增大而减小，这导致P_Z的减弱以及V的增加，进而促进了晶粒的长大。

综合3.1及3.2节可以推断，EPAE样品中双峰组织的形成是脉冲电流引起的晶粒长大和β-Mg₁₇Al₁₂相不均匀析出及其钉扎作用共同导致的。

图11显示了EPAE-3样品中粗晶区和细晶区的IPF和(0001) PF。观察可知，相比于细晶区，粗晶区织构形态更加集中，且最大织构强度由3.61显著提高至10.16。此外，对比图8可以看出，EPAE-3样品中细晶区的织构形态及最大织构强度与250EX样品较为接近，因此可以推断，相比于250EX样品，EPAE-3样品织构的变化主要是由粗晶区引起的。

在常规热变形过程中，虽然有众多滑移系参与，但由于临界切应力(CRSS)较小，因此一般认为基面<a>滑移在镁合金的变形过程中占主导地位，其他滑移体系作为补充^[35]。而当脉冲电流参与变形时，其可以通过漂移电子对滑移中的位错施加推力，该力可以用以下模型来描述^[36~38]：

式中，$\frac{f_{\mathrm{e}\mathrm{d}}}{l}$为作用于位错单位长度上的力(其中，f_ed为电子风力，l为位错线的长度)，n为电子密度，m^*为有效电子质量，v_F为Fermi速率，v_e为电子速率，v_d为位错运动速率。由上式可知，漂移电子所受的力与v_F成正比，而v_F又与J_m成正比，因此，J_m的增加可以增强漂移电子推力、提高位错运动速率并促进基面<a>位错的滑移，从而加速了挤压过程中形成的具有随机取向的再结晶晶粒在后续变形及长大过程中的旋转，最终促进了基面织构的形成。同时，在上述过程中，β-Mg₁₇Al₁₂相的钉扎作用会限制晶粒的择优生长^[39]，因此脉冲电流对β-Mg₁₇Al₁₂相富集区的细晶晶粒取向影响有限，但会显著促进β-Mg₁₇Al₁₂相贫乏区的基面织构。

(1) EPAE工艺能够有效抑制β-Mg₁₇Al₁₂相的动态析出并促进其球化，同时促进晶粒的长大。与250 ℃常规热挤压相比，经过峰值电流密度为6.4 × 10⁷ A/m²的EAPE处理的AZ91镁合金中β-Mg₁₇Al₁₂相体积分数从76.9%显著降低至16.5%并发生球化，平均晶粒尺寸从1.07 μm增加到3.54 μm。

(2) EPAE过程中β-Mg₁₇Al₁₂相对晶界的钉扎作用限制了晶粒的长大，其不均匀分布导致了挤压态AZ91镁合金中双峰组织的形成。

(3) 基面<a>滑移对挤压变形过程的主导作用促使挤压态样品呈现基面织构。此外，EPAE工艺可以显著提高合金整体的基面织构强度。相比于250 ℃常规热挤压，峰值电流密度为6.4 × 10⁷ A/m²的EPAE制备的AZ91镁合金样品最大织构强度从3.39增加至5.92。

(4) EPAE工艺对合金组织的改变主要是通过脉冲电流中的热效应和非热效应对AZ91镁合金挤压过程中的Gibbs自由能变化量、原子扩散通量以及位错运动速率的提高来实现的。