摩擦焊接過程中的擴(kuò)散現(xiàn)象

摘要：摩擦焊接過程是一個(gè)包含著熱、力和冶金現(xiàn)象相互作用的復(fù)雜過程，具有動(dòng)態(tài)、高溫和大變形的特征。在焊接過程中，伴隨和耦合著一系列的物理現(xiàn)象，如摩擦面的相互作用，熱量的產(chǎn)生和耗散，塑性變形和塑性流動(dòng)、原子擴(kuò)散等。材料在生產(chǎn)使用中的許多現(xiàn)象及材料的某些性能都與擴(kuò)散密切相關(guān)，因此，闡述擴(kuò)散宏觀定律及微觀機(jī)制，了解影響擴(kuò)散的重要因素，并以此為基礎(chǔ)深入研究擴(kuò)散行為具有理論與現(xiàn)實(shí)的雙重意義。摩擦焊接過程中的很多物理現(xiàn)象和機(jī)制很難通過目前實(shí)驗(yàn)手段直接觀測和分析，而分子動(dòng)力學(xué)方法具有追蹤原子位置的特性，因此采用分子動(dòng)力學(xué)方法來模擬摩擦焊接過程中的原子擴(kuò)散行為。

關(guān)鍵詞：摩擦焊接；擴(kuò)散行為；冶金現(xiàn)象；擴(kuò)散

中圖分類號(hào)： TG453 文獻(xiàn)標(biāo)識(shí)碼：A 文章編號(hào)1672-3791（2015）10（b）-0000-00

在材料連接過程中，原子擴(kuò)散行為是十分普遍的，但是擴(kuò)散的快慢等方面是差異很大的，摩擦焊接過程是十分迅速的，在幾秒內(nèi)就可以完成，而擴(kuò)散焊接過程卻十分的緩慢，需要幾個(gè)小時(shí)的時(shí)間。因此，我們對摩擦焊過程和擴(kuò)散焊過程中的原子擴(kuò)散行為做了對比，從而研究其擴(kuò)散過程的不同。

首先對摩擦焊過程中的原子擴(kuò)散行為進(jìn)行模擬，選用的材料為面心立方結(jié)構(gòu)Ti。通過對摩擦焊過程的分析，無論是線性摩擦焊、慣性摩擦焊還是攪拌摩擦焊，在摩擦過程中，界面附近生成一層塑性流動(dòng)層，在高溫下有著無序化的傾向，因此直接采用理想的面心立方、體心立方或密排六方結(jié)構(gòu)來模擬頂端階段的構(gòu)型是不合理的，因此，首先施加周期性振動(dòng)周期為20PS，振幅為2nm的相對振動(dòng)作用產(chǎn)生塑性流動(dòng)層，如圖1所示。

a） t=0 b） t=50ps

c） t=150ps d） t=350ps

圖1 摩擦焊原子擴(kuò)散分子動(dòng)力學(xué)模型

在產(chǎn)生塑性流動(dòng)層的基礎(chǔ)上，對模型施加一定的頂鍛壓力進(jìn)行擴(kuò)散。在此過程中，環(huán)境溫度設(shè)為1200K，壓力為150MPa，如圖2所示。

如圖所示，隨著擴(kuò)散時(shí)間的增加，塑性層中原子擴(kuò)散距離逐漸增加，擴(kuò)散原子數(shù)目也隨之增加。然后我們計(jì)算了界面附近原子的均方位移曲線，計(jì)算時(shí)只考慮振動(dòng)結(jié)束之后階段的原子擴(kuò)散，MSD曲線如圖3所示，可見在振動(dòng)之后，塑性層中的原子具有長程擴(kuò)散行為。

如圖所示，塑性層中原子的均方根位移隨著擴(kuò)散時(shí)間的增加逐漸增加，曲線出現(xiàn)一定的上下波動(dòng)，表明原子除了做晶格振動(dòng)之外還具有擴(kuò)散行為。為了研究摩擦焊中原子的擴(kuò)散行為與普通擴(kuò)散焊中原子擴(kuò)散行為的異同，下面構(gòu)建了擴(kuò)散焊過程的分子動(dòng)力學(xué)模型，材料仍然是Ti，初始構(gòu)型如圖4所示，溫度為1200K，兩端平均壓力為150MPa，持續(xù)600ps。通過擴(kuò)散焊分子動(dòng)力學(xué)模擬顯示，隨著擴(kuò)散時(shí)間的增加，界面附近發(fā)生原子擴(kuò)散現(xiàn)象，最終構(gòu)型如圖4所示。

a） t=100ps b） t=200ps

c） t=400ps b） t=600ps

圖4 擴(kuò)散焊過程原子擴(kuò)散分子動(dòng)力學(xué)模擬

如圖所示，隨著擴(kuò)散時(shí)間的增加，界面附近出現(xiàn)了原子擴(kuò)散現(xiàn)象，左方模型中的原子進(jìn)入右方模型中，右方中的部分原子通過擴(kuò)散進(jìn)入左方模型之中。隨著擴(kuò)散時(shí)間的增加，原子的擴(kuò)散距離隨之增加；同時(shí)，發(fā)生擴(kuò)散現(xiàn)象的原子數(shù)目也相應(yīng)增加。與摩擦焊中的原子擴(kuò)散相比，可以看出，普通擴(kuò)散焊中原子擴(kuò)散的時(shí)間雖然增加，然而原子擴(kuò)散的距離以及數(shù)目均相對較小。下面對擴(kuò)散焊中原子擴(kuò)散焊中原子的均方根位移進(jìn)行計(jì)算，然后通過與摩擦焊中原子擴(kuò)散的均方根位移曲線進(jìn)行比較，從而對摩擦焊中原子擴(kuò)散特點(diǎn)進(jìn)行解釋。普通擴(kuò)散焊原子擴(kuò)散均方根位移曲線如圖5所示。

如圖5所示，在擴(kuò)散焊中，原子的均方根位移曲線隨著擴(kuò)散時(shí)間的增加而緩慢增加。在100PS之前，由于左、右模型靠近時(shí)界面原子擴(kuò)散劇烈，原子的均方根位移曲線上升較快，當(dāng)擴(kuò)散一定時(shí)間之后，原子均方根位移曲線上升緩慢，而且出現(xiàn)較強(qiáng)的波動(dòng)現(xiàn)象，表明原子既有晶格附近的振動(dòng)現(xiàn)象，也出現(xiàn)了一定程度的擴(kuò)散現(xiàn)象。根據(jù)愛因斯坦公式，可以得出均方位移曲線的斜率與擴(kuò)散系數(shù)成正比關(guān)系。摩擦焊與普通擴(kuò)散焊原子均方根位移曲線斜率如圖6所示。

a） 摩擦焊 b） 擴(kuò)散焊

圖6 摩擦焊以及普通擴(kuò)散焊原子均方根位移曲線比較

分別計(jì)算摩擦焊與擴(kuò)散焊條件下的原子均方位移曲線的斜率，得出摩擦焊條件下，曲線斜率為0.125～0.275；而在擴(kuò)散焊條件下，均方根位移曲線斜率為（0.1～1.2）×10-2，即在摩擦焊中原子的擴(kuò)散系數(shù)比擴(kuò)散焊中原子擴(kuò)散系數(shù)大1～2個(gè)數(shù)量級(jí)。

上述計(jì)算結(jié)果表明：摩擦焊中原子擴(kuò)散速度遠(yuǎn)大于普通擴(kuò)散中原子的擴(kuò)散速度，摩擦焊中原子發(fā)生了超擴(kuò)散現(xiàn)象，能夠在短時(shí)間進(jìn)行擴(kuò)散，從而有助于界面消失以及缺陷的彌合，從而達(dá)到可靠的連接。

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