謝普初 汪小松 胡昌明 胡建波 張鳳國(guó) 王永剛?

1) (寧波大學(xué)沖擊與安全工程教育部重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 寧波 315211)

2) (中國(guó)工程物理研究院流體物理研究所, 沖擊波物理與爆轟物理重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 綿陽(yáng) 621900)

3) (北京應(yīng)用物理與計(jì)算數(shù)學(xué)研究所, 北京 100094)

提出了一種錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)新方法, 開展非一維應(yīng)變沖擊條件下高純銅初始層裂行為實(shí)驗(yàn)研究, 討論了錐形靶內(nèi)部損傷分布特征及其與自由面速度典型特征之間的內(nèi)稟關(guān)系.結(jié)果顯示：1)初始層裂的錐形靶內(nèi)部出現(xiàn)了連續(xù)損傷區(qū), 損傷區(qū)擴(kuò)展方向與錐面平行, 從錐底到錐頂呈現(xiàn)了不同的損傷狀態(tài), 從微孔洞獨(dú)立長(zhǎng)大到局部聚集, 最后形成宏觀裂紋, 這種損傷狀態(tài)分布特征歸因于錐形靶內(nèi)部拉伸應(yīng)力幅值和持續(xù)時(shí)間的空間演化; 2)通過(guò)錐形靶橫截面損傷度定量統(tǒng)計(jì)分析, 揭示損傷演化早期的微孔洞成核與早期長(zhǎng)大過(guò)程是隨機(jī)的,而損傷演化后期的微孔洞聚集過(guò)程具有顯著的局域化特征; 3)不同位置處實(shí)測(cè)的自由面法向粒子速度剖面呈現(xiàn)出典型的層裂Pull?back信號(hào), 但是通過(guò)與內(nèi)部損傷分布特征對(duì)比, 揭示基于Pull?back速度獲得高純銅層裂強(qiáng)度本質(zhì)是微孔洞成核閾值應(yīng)力, Pull?back回跳速度斜率反映了損傷演化速率, Pull?back回跳幅值與損傷度引起的應(yīng)力松弛密切相關(guān).

1 引 言

在稀疏波相互作用引起的動(dòng)態(tài)拉伸載荷下, 延性金屬可能以層裂的形式失效, 涉及到微孔洞成核、長(zhǎng)大和聚集的復(fù)雜過(guò)程[1?3].有關(guān)延性金屬層裂研究主要采用一維應(yīng)變平面靶層裂實(shí)驗(yàn)技術(shù), 重點(diǎn)關(guān)注加載應(yīng)變率[4?6]、加載應(yīng)力幅值[7?9]及材料微觀結(jié)構(gòu)[10?12]等因素對(duì)損傷演化和層裂特性的影響.同時(shí), 基于一維應(yīng)變平面靶層裂實(shí)驗(yàn)結(jié)果, 研究人員建立了許多的損傷演化物理模型和層裂準(zhǔn)則[13?16], 再通過(guò)計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的對(duì)比來(lái)驗(yàn)證模型適用性.事實(shí)上, 這些模型在描述和預(yù)測(cè)非一維應(yīng)變沖擊下材料損傷演化與層裂行為問(wèn)題的適用性還有待進(jìn)一步考證.

在實(shí)際工程中, 延性金屬層裂破壞往往是在非一維應(yīng)變沖擊條件下產(chǎn)生的, 例如碎甲彈, 它是通過(guò)塑性炸藥在裝甲板外側(cè)面上爆炸, 爆炸沖擊波傳到裝甲板內(nèi)側(cè)反射成稀疏波, 該稀疏波與沖擊波波陣面后的稀疏波在裝甲板內(nèi)相遇, 從而產(chǎn)生拉伸應(yīng)力, 在該拉伸應(yīng)力作用下裝甲板發(fā)生層裂, 崩落的層裂碎片可以殺傷車內(nèi)人員和毀傷設(shè)備.非一維應(yīng)變沖擊下延性金屬層裂實(shí)驗(yàn)技術(shù)難度相對(duì)較大, 實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)測(cè)量和分析也比較復(fù)雜, 文獻(xiàn)報(bào)道有限.少量研究工作關(guān)注了炸藥爆轟載荷下延性金屬的層裂特性[17,18].與一維應(yīng)變平板撞擊加載相比, 炸藥爆轟可產(chǎn)生復(fù)雜的沖擊波加載條件, 特別是滑移爆轟波加載, 但載荷參數(shù)難以精確控制和調(diào)整; 另外,炸藥爆轟產(chǎn)生的加載脈沖峰值應(yīng)力較高, 往往使得試樣發(fā)生完全層裂破壞, 不利于對(duì)試樣進(jìn)行軟回收, 研究試樣初始層裂時(shí)內(nèi)稟損傷演化和微介觀機(jī)理.

本文提出了一種錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)新方法, 用于研究非一維應(yīng)變沖擊加載下延性金屬的損傷演化和層裂特性.通過(guò)軸對(duì)稱二維波系圖定性分析了錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)中波系復(fù)雜的相互作用及層裂基本原理.基于一級(jí)輕氣炮加載系統(tǒng), 開展鋁合金平板飛片撞擊高純銅錐形靶層裂實(shí)驗(yàn).通過(guò)控制飛片的撞擊速度, 在高純銅錐形靶內(nèi)產(chǎn)生了初始層裂狀態(tài).實(shí)驗(yàn)中, 采用多通道激光位移干涉診斷技術(shù)測(cè)量了錐形靶表面不同位置點(diǎn)的自由表面法向速度剖面, 討論了自由面速度剖面典型特性與內(nèi)部損傷演化之間的內(nèi)稟關(guān)系.基于高純銅錐形靶內(nèi)損傷分布的顯微觀測(cè), 獲得了損傷演化的時(shí)空分布特征及定量統(tǒng)計(jì)信息, 為構(gòu)建損傷演化物理模型以及物理模型驗(yàn)證提供了豐富的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù).

2 錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)

2.1 基本原理

為了闡述錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)的基本原理, 這里采用x?y?t二維軸對(duì)稱波系圖來(lái)分析錐形靶中波系傳播及復(fù)雜的相互作用, 討論錐形靶中拉伸應(yīng)力的形成機(jī)制與演化, 如圖1所示.當(dāng)平板飛片撞擊錐形靶時(shí), 定義為t = 0時(shí)刻, 在碰撞界面產(chǎn)生兩束壓縮沖擊波, 分別在飛片和錐形靶中傳播.一束壓縮沖擊波到達(dá)飛片自由面后反射為稀疏波, 該反射稀疏波傳入錐形靶中(見圖1中藍(lán)色虛線所示); 錐形靶中另一束壓縮沖擊波首先會(huì)在圓錐自由面上反射成稀疏波(見圖1中紫色虛線所示), 這里選取一個(gè)典型時(shí)刻t = t1時(shí), 兩束稀疏波在錐形靶中相遇(見圖1中A點(diǎn)所示), 從而在A點(diǎn)附近形成拉伸應(yīng)力區(qū).如果拉伸應(yīng)力幅值超過(guò)材料的損傷閾值應(yīng)力, 將在材料產(chǎn)生損傷, 甚至層裂破壞.隨著壓縮沖擊波(見圖1紅線表示)繼續(xù)向前傳播, 緊隨其后的兩束稀疏波持續(xù)相互作用, 從而在錐形靶內(nèi)產(chǎn)生從錐底到錐頂滑移拉伸應(yīng)力區(qū)以及復(fù)雜的應(yīng)力狀態(tài).在典型時(shí)刻t = t2時(shí), 拉伸應(yīng)力波從A點(diǎn)滑移至B點(diǎn), AB連線周圍區(qū)域是主要的拉伸應(yīng)力區(qū), 會(huì)產(chǎn)生連續(xù)的損傷演化區(qū)/層裂面, 方向與錐面平行, 這一點(diǎn)得到了后面的實(shí)驗(yàn)結(jié)果驗(yàn)證.上述簡(jiǎn)要的波系圖分析可知, 平板飛片撞擊錐形靶后,由于波系之間復(fù)雜的相互作用在錐形靶產(chǎn)生了非一維應(yīng)變的滑移拉伸應(yīng)力狀態(tài), 這與炸藥滑移爆轟加載條件是非常類似的.但是, 在錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)中, 可以通過(guò)調(diào)整平板飛片厚度和撞擊速度來(lái)對(duì)滑移沖擊波加載條件進(jìn)行比較精確的調(diào)控, 這一點(diǎn)比炸藥滑移爆轟加載條件更有優(yōu)勢(shì).

圖1 平板飛片撞擊錐形靶實(shí)驗(yàn)中x?y?t波系相互作用示意圖Fig.1.Schematic diagram of x?y?t wave interactions in the experiment of flat flyer impacting conical target.

2.2 實(shí)驗(yàn)方案

利用直徑為57 mm的一級(jí)輕氣炮加載系統(tǒng)開展平板飛片撞擊錐形靶層裂實(shí)驗(yàn), 實(shí)驗(yàn)裝置示意圖如圖2所示.平板飛片安裝在鋁合金彈托上, 在高壓氣體驅(qū)動(dòng)下沿著炮管加速, 通過(guò)調(diào)整驅(qū)動(dòng)氣體的壓力來(lái)控制飛片撞擊速度, 由炮口測(cè)速探針來(lái)測(cè)量飛片擊靶速度.實(shí)驗(yàn)中, 采用多通道激光位移干涉診斷技術(shù)實(shí)時(shí)監(jiān)測(cè)錐形靶自由表面不同位置處的法向粒子速度剖面, 一個(gè)激光探頭布置在錐面中點(diǎn), 另兩個(gè)探頭分別布置在上下兩部分的中點(diǎn), 如圖2所示.實(shí)驗(yàn)中, 飛片材料選取鋁合金材料, 直徑為53 mm, 厚度為3 mm.錐形靶選取高純銅材料, 直徑為 53 mm, 頂角為 90o.實(shí)驗(yàn)前, 對(duì)高純銅靶板材料的微觀結(jié)構(gòu)進(jìn)行了電子背散射衍射(electron backscattered diffraction, EBSD)表征,如圖3所示, 晶?；窘咏c等軸晶, 平均晶粒尺度約為25 μm.實(shí)驗(yàn)中, 通過(guò)設(shè)計(jì)合理的回收裝置來(lái)實(shí)現(xiàn)錐形靶體的軟回收.采用光學(xué)和掃描電子顯微鏡對(duì)軟回收的初始層裂錐形靶進(jìn)行損傷顯微觀察和定量統(tǒng)計(jì)分析, 討論損傷分布特征及微介觀機(jī)理, 為建立損傷演化物理模型提供寶貴的基礎(chǔ)數(shù)據(jù).

圖2 錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)裝置示意圖Fig.2.Schematic diagram of conical target experiment.

圖3 高純銅樣品微觀結(jié)構(gòu)EBSD表征照片F(xiàn)ig.3.Microstructure image of high?purity spallation cop?per by using EBSD.

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果與分析

3.1 損傷分布特征

為了研究高純銅錐形靶層裂過(guò)程中微損傷演化特征, 采用波阻抗較低的鋁合金飛片低速撞擊高純銅錐形靶, 在靶中產(chǎn)生初始層裂狀態(tài), 軟回收的高純銅錐形靶樣品如圖4所示, 錐形靶外表面保持完整, 沒(méi)有發(fā)生完全層裂和飛片二次碰撞的痕跡.采用線切割方式將錐形靶樣品沿著對(duì)稱面切割為四份, 取其中四分之一塊體進(jìn)行表面研磨和拋光后, 利用光學(xué)顯微鏡來(lái)觀察錐形靶樣品橫截面上損傷分布特征, 如圖5所示, 清晰地觀察到沿著與外錐面平行方向出現(xiàn)了連續(xù)微損傷分布區(qū)域, 從錐底角附近向錐頂擴(kuò)展, 從而在錐形靶內(nèi)形成了錐形分布損傷區(qū), 該損傷區(qū)沿著x方向分布寬度約為1 mm.圖5顯示的損傷分布區(qū)域與2.1節(jié)討論的拉伸應(yīng)力區(qū)域是一致的, 驗(yàn)證了簡(jiǎn)化波系分析合理性.值得注意的是, 在錐形靶錐頂附近會(huì)出現(xiàn)來(lái)自錐形靶自由面反射的稀疏波相互作用, 導(dǎo)致該區(qū)域拉伸應(yīng)力分布更為復(fù)雜, 損傷相對(duì)比較嚴(yán)重一些,并向錐體內(nèi)部延伸.

圖4 軟回收的錐形靶樣品圖Fig.4.Soft?recovered conical copper target.

圖5 錐形靶內(nèi)部微損傷分布特征光學(xué)顯微照片F(xiàn)ig.5.Optical micrograph of micro?damage distribution in the conical copper target.

在圖5中沿著Y方向選取4個(gè)微損傷分布典型區(qū)域(寬為1 mm, 長(zhǎng)為1.4 mm)進(jìn)行局部放大,如圖6所示, 分別代表了損傷演化的不同階段.錐底附近區(qū)域a中觀察到微孔洞基本上處于成核與獨(dú)立長(zhǎng)大階段, 微孔洞尺寸大小和分布區(qū)域都比較分散, 如圖6(a)所示; 在圖6(b)中可以觀察到少數(shù)微孔洞之間發(fā)生了聚集行為, 而在圖6(c)中則觀察到比較嚴(yán)重的微孔洞聚集行為, 這種聚集行為具有局域化特征, 最后微孔洞之間不斷聚集形成了貫通的斷裂帶, 如圖6(d)所示.由此可見, 錐形靶內(nèi)損傷分布特征具有顯著的空間依賴性, 其內(nèi)在機(jī)制是與錐形靶內(nèi)拉伸應(yīng)力分布、幅值及持續(xù)時(shí)間密切相關(guān).遺憾的是, 目前沒(méi)有任何測(cè)試技術(shù)可以實(shí)時(shí)測(cè)量材料內(nèi)部應(yīng)力時(shí)空分布, 這里只能借助數(shù)值仿真手段來(lái)獲取不考慮損傷條件下錐形靶內(nèi)的應(yīng)力分布特征, 來(lái)定性說(shuō)明損傷與載荷之間的關(guān)系.根據(jù)實(shí)驗(yàn)條件, 建立鋁合金飛片撞擊高純銅錐形靶二維軸對(duì)稱計(jì)算模型, 如圖7(a)所示.鋁合金采用理想流體彈塑性本構(gòu)關(guān)系, 具體表達(dá)式及計(jì)算參數(shù)見文獻(xiàn) [14], 高純銅采用 Johnson?Cook (J?C)本構(gòu)關(guān)系, 具體表達(dá)式及參數(shù)見文獻(xiàn)[19].壓力計(jì)算采用Mie?Grüneisen 狀態(tài)方程, 參數(shù)來(lái)源于文獻(xiàn)[20].圖7(b) 給出了數(shù)值仿真得到的4個(gè)典型區(qū)域中心處單元應(yīng)力時(shí)程曲線, 可以觀察錐形靶內(nèi)拉伸應(yīng)力幅值和持續(xù)時(shí)間隨著空間在不斷演化, 錐底附近的區(qū)域a處拉伸應(yīng)力幅值低, 且持續(xù)時(shí)間短, 必然導(dǎo)致其在錐形靶內(nèi)產(chǎn)生的損傷比較弱; 從區(qū)域a到區(qū)域d, 拉伸應(yīng)力幅值逐漸增大和持續(xù)時(shí)間逐漸增長(zhǎng),必然導(dǎo)致錐形靶內(nèi)呈現(xiàn)越來(lái)越嚴(yán)重的損傷狀態(tài).

材料內(nèi)部出現(xiàn)損傷必然影響材料的宏觀力學(xué)響應(yīng), 在損傷力學(xué)框架下, 通常引進(jìn)損傷內(nèi)變量來(lái)架設(shè)起損傷與力學(xué)響應(yīng)之間的橋梁, 從而建立損傷演化方程及含損傷內(nèi)變量的本構(gòu)方程.在層裂研究中, 通常定義橫截面上微孔洞的面積與基體面積之比作為損傷變量, 簡(jiǎn)稱為損傷度.下面對(duì)錐形靶內(nèi)的損傷度進(jìn)行定量統(tǒng)計(jì)[21], 為構(gòu)建損傷演化方程提供重要的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù).首先將圖6沿著x方向切割成一定數(shù)量的小區(qū)域, 再通過(guò)圖像灰度對(duì)比來(lái)自動(dòng)識(shí)別和統(tǒng)計(jì)微孔洞尺寸及空間分布, 由此得到損傷度沿著x方向的分布曲線, 如圖8所示, 圖中顯示：區(qū)域a微孔洞成核、長(zhǎng)大階段損傷度分布是隨機(jī)的, 損傷度基本呈現(xiàn)多峰分布; 從區(qū)域b至區(qū)域d,損傷度逐漸增大, 其分布特征也在變化, 從“多峰”到“雙峰”, 再到逐漸變?yōu)椤皢畏濉狈植? 這表明了微孔洞從長(zhǎng)大到聚集的演化過(guò)程具有局域化特征.正是這種微孔洞局域化聚集行為導(dǎo)致?lián)p傷演化速率顯著增大, 從而誘發(fā)宏觀的災(zāi)變式斷裂.為了獲得損傷沿著錐面y方向分布特征, 把圖5中損傷區(qū)域分兩段(區(qū)域e和區(qū)域f)進(jìn)行局部放大, 如圖9所示, 再采用上述相同的方法, 定量統(tǒng)計(jì)損傷度沿著y方向分布, 如圖10所示, 圖中顯示：初始階段損傷度沿y方向呈線性增加, 隨后損傷度基本維持恒定, 最后錐頂附近損傷度迅速增大, 這也歸因于錐形靶內(nèi)復(fù)雜的拉伸應(yīng)力分布特征.但是, 在實(shí)驗(yàn)上確定內(nèi)部損傷演化與拉伸應(yīng)力狀態(tài)之間的定量關(guān)系是非常困難的, 目前還沒(méi)有任何測(cè)試手段可以監(jiān)測(cè)材料內(nèi)容損傷演化和應(yīng)力狀態(tài)變化.

圖6 錐形靶內(nèi)4個(gè)典型區(qū)域的微損傷分布光學(xué)顯微照片 (a)區(qū)域a; (b)區(qū)域b; (c)區(qū)域c; (d)區(qū)域dFig.6.Optical micrographs of micro?damage distribution in four typical regions of the conical target：(a) Region a; (b) region b;(c) region c; (d) region d.

圖7 平板撞擊錐形靶軸對(duì)稱二維有限元計(jì)算模型及4個(gè)典型區(qū)域中心單元應(yīng)力時(shí)程曲線 (a)有限元計(jì)算模型; (b)應(yīng)力時(shí)程曲線Fig.7.Two?dimensional axial symmetric finite element method model of conical target impacted by planar impactor and stress profiles of central element in four typical regions：(a) Finite element method model; (b) stress profiles.

為了進(jìn)一步揭示微孔洞長(zhǎng)大和聚集的微觀機(jī)理, 圖11給出了不同損傷度條件下錐形靶橫截面損傷分布EBSD表征照片, 可以觀察到絕大多數(shù)微孔洞在晶界處成核并長(zhǎng)大, 尺寸小的孔洞沿著晶界以直接貫穿方式聚集形成較大尺寸孔洞, 較大尺寸孔洞之間繼續(xù)相互聚集貫通形成宏觀的斷裂面,這表明微孔洞聚集行為具有局域性和多層次特性,在損傷演化過(guò)程中占據(jù)重要地位, 在構(gòu)建損傷演化理論模型時(shí)需要重點(diǎn)考慮.另外, 對(duì)比圖3和圖11,發(fā)現(xiàn)回收高純銅晶粒尺寸有所減小, 平均晶粒尺寸從25 μm降低到20 μm, 具體的統(tǒng)計(jì)分布結(jié)果如圖12所示.眾所周知, 在層裂實(shí)驗(yàn)中, 樣品總是先受到?jīng)_擊壓縮, 然后自由表面反射的稀疏波相互作用形成沖擊拉伸.目前, 關(guān)于沖擊壓縮對(duì)材料微觀結(jié)構(gòu)影響的研究還很少.關(guān)于晶粒尺寸對(duì)材料損傷特性的影響已做了大量的研究工作, 但這些研究基本都忽略了沖擊壓縮對(duì)材料微觀結(jié)構(gòu)的影響.

圖8 錐形靶內(nèi)4個(gè)典型位置處沿x方向的損傷度統(tǒng)計(jì)結(jié)果Fig.8.Damage distribution along the x direction in four typical regions of the conical target.

圖9 錐形靶內(nèi)沿著y方向微損傷分布的光學(xué)顯微照片(a)區(qū)域e; (b)區(qū)域fFig.9.Optical micrographs of micro?damage distribution along y direction in the conical target：(a) Region e; (b) re?gion f.

圖10 錐形靶內(nèi)沿y方向的損傷度定量統(tǒng)計(jì)分布Fig.10.Damage distribution along the y direction in the conical copper target.

圖12 原始態(tài)和沖擊態(tài)高純銅晶粒尺寸分布對(duì)比 (a)原始態(tài); (b)沖擊態(tài)Fig.12.Comparison of grain size distributions of the high?purity copper in cross section：(a) Original; (b) shock com?pressed.

3.2 自由面速度

通過(guò)全光纖激光干涉測(cè)速儀(displacement interferometer system for any reflector, DISAR)獲取的自由面速度時(shí)程曲線包含了豐富的波傳播及波系相互作用信息, 可以間接反映材料內(nèi)部發(fā)生的微損傷演化動(dòng)力學(xué)過(guò)程.圖13給出了錐形靶自由表面3個(gè)測(cè)點(diǎn)處的法向粒子速度時(shí)程曲線, 從中首先觀察到不同測(cè)點(diǎn)的加載波形發(fā)生了明顯變化,從開始類矩形波逐漸向三角形波轉(zhuǎn)變, 這是由于飛片自由面反射形成的稀疏波對(duì)前驅(qū)壓縮加載波形成追趕卸載效應(yīng).

為了詳細(xì)討論自由面速度波形的典型特征及其與內(nèi)部損傷演化之間內(nèi)稟關(guān)系, 這里以測(cè)點(diǎn)1速度時(shí)程曲線為例, 定義了一些特征參數(shù).首先關(guān)注Pull?back速度Δu1, 定義為自由面速度最大值與信號(hào)第一次反彈時(shí)自由面速度之差.從圖13可以看到, 3個(gè)測(cè)點(diǎn)的自由面速度剖面上都出現(xiàn)了明顯的 Pull?back 信號(hào), 測(cè)量的 Pull?back 速度 Δu1列于表1, 結(jié)果顯示基本恒定, 不依賴于測(cè)點(diǎn)位置.在聲學(xué)近似條件下, Novikov[22]提出了一維應(yīng)變加載條件下利用Δu1來(lái)計(jì)算材料的層裂強(qiáng)度 σspall公式, 即

這里ρ0是材料密度, c0是材料的體積聲速.Chen等[23]采用特征線方法推導(dǎo)了該公式.錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)是非一維應(yīng)變稀疏波以一定角度斜碰, (1)式是否適用值得討論.Rybakov[24]研究平板樣品在滑移爆轟加載下非一維沖擊層裂問(wèn)題, 當(dāng)滑移爆轟波向前傳播時(shí), 向平板樣品中斜入射沖擊波, 該沖擊波到自由面反射成稀疏波, 與加載稀疏波相遇產(chǎn)生拉伸應(yīng)力, 從而引起層裂.采用特征線方法,Rybakov[24]推導(dǎo)了非一維加載條件下層裂強(qiáng)度的計(jì)算公式, 即：

這里α為斜入射角.通過(guò)平板飛片撞擊錐形靶, 在錐形靶中也產(chǎn)生了非一維滑移沖擊波加載狀態(tài), 與滑移爆轟波加載條件是非常類似的.如圖1所示,以錐體自由面為參考平面, 沖擊波與錐體自由面之間就是斜入射問(wèn)題, 容易確定斜入射角a為45o.基于Pull?back 速度, 采用(2)式計(jì)算得到的層裂強(qiáng)度列于表1, 結(jié)果顯示高純銅層裂強(qiáng)度約為1.3 GPa, 這與一維應(yīng)變沖擊加載下高純銅層裂強(qiáng)度是非常接近的[25].

圖13 錐形靶3個(gè)測(cè)點(diǎn)處的自由面速度時(shí)程曲線Fig.13.Free surface velocity profiles measured from differ?ent points of conical target.

事實(shí)上, 對(duì)Pull?back速度信息的解讀存在諸多爭(zhēng)議.傳統(tǒng)觀點(diǎn)一直把Pull?back信號(hào)用來(lái)判斷層裂是否發(fā)生的一個(gè)重要依據(jù).下面結(jié)合錐形靶內(nèi)部損傷分布特征(如圖5和圖6所示)和波傳播理論, 來(lái)討論層裂強(qiáng)度的物理本質(zhì).圖5和圖6中已清晰地顯示, 測(cè)點(diǎn)1、測(cè)點(diǎn)2及測(cè)點(diǎn)3所對(duì)應(yīng)錐形靶內(nèi)部位置處的出現(xiàn)了損傷, 沒(méi)有出現(xiàn)完全斷裂面, 由此可以推斷：Pull?back 信號(hào)出現(xiàn)并不意味著材料發(fā)生完全斷裂, 層裂強(qiáng)度本質(zhì)上不能代表材料最大拉伸強(qiáng)度.另一方面, 測(cè)點(diǎn)1、測(cè)點(diǎn)2及測(cè)點(diǎn)3所對(duì)應(yīng)的損傷度是逐漸增大, 但是層裂強(qiáng)度卻是不依賴于材料內(nèi)部的損傷度, 那么層裂強(qiáng)度的物理本質(zhì)是什么? 根據(jù)應(yīng)力波傳播理論可知, 波在介質(zhì)中傳播時(shí), 一旦遇到波阻抗不同的界面就會(huì)發(fā)生反射和透射.在層裂實(shí)驗(yàn)中, 一旦材料內(nèi)部出現(xiàn)損傷成核, 則該區(qū)域的波阻抗就會(huì)減小, 自由面反射的稀疏波遇到該低阻抗區(qū)域時(shí)會(huì)發(fā)生反射, 從而形成壓縮波, 此壓縮波傳播到自由面時(shí)就會(huì)導(dǎo)致自由面速度開始回跳, 在實(shí)測(cè)自由面速度剖面即出現(xiàn)Pull?back信號(hào).因此, 從宏觀上來(lái)說(shuō), 層裂強(qiáng)度反映了微損傷成核臨界應(yīng)力; 而從圖11可以觀察到高純銅中微損傷首先成核于晶界, 從細(xì)觀來(lái)說(shuō), 層裂強(qiáng)度反映了晶界強(qiáng)度.大量實(shí)驗(yàn)結(jié)果顯示層裂強(qiáng)度強(qiáng)烈依賴于拉伸應(yīng)變率[4?6], 其內(nèi)在本質(zhì)是拉伸應(yīng)變率會(huì)對(duì)微孔洞成核產(chǎn)生重要的影響.在本文提出的錐形靶實(shí)驗(yàn)中, 可以根據(jù)圖12自由面速度曲線下降段的斜率來(lái)估算拉伸應(yīng)變率, 計(jì)算公式為

表1 三個(gè)測(cè)點(diǎn)的自由面速度參數(shù)Table 1.Free surface velocity parameters measured from different points of conical target.

如3.1節(jié)討論, 錐形靶內(nèi)損傷度強(qiáng)烈依賴于拉伸應(yīng)力幅值, 而這里討論的層裂強(qiáng)度卻不依賴損傷度, 由此推斷層裂強(qiáng)度不依賴?yán)鞈?yīng)力幅值, 這與許多實(shí)驗(yàn)結(jié)果是一致的.層裂強(qiáng)度反映了損傷成核特性, 損傷長(zhǎng)大及聚集過(guò)程在自由面速度時(shí)程曲線也必然有所表現(xiàn).重新仔細(xì)觀察圖13, 發(fā)現(xiàn)不同測(cè)點(diǎn)的 Pull?back回跳速度斜率和回跳幅值Δu2有顯著變化, 且依賴于空間位置, 從測(cè)點(diǎn)1到測(cè)點(diǎn)3, Pull?back速度的回跳斜率逐漸增大, 回跳幅值Δu2逐漸減小.Pull?back回跳速度斜率與內(nèi)部的損傷演化速率之間是強(qiáng)關(guān)聯(lián)的[26], 基于特征線方法, Kanel等[27]建立了Pull?back回跳速度斜率和材料損傷演化速率的關(guān)系, 具體形式如下：

4 結(jié) 論

發(fā)展了一種錐形靶層裂實(shí)驗(yàn)方法, 研究了非一維應(yīng)變加載下高純銅初始層裂行為.基于“軟回收”錐形靶內(nèi)部損傷顯微分析, 闡明了錐形靶內(nèi)損傷空間分布主要特征, 發(fā)現(xiàn)損傷區(qū)擴(kuò)展方向與錐面平行, 呈現(xiàn)了微孔洞成核、隨機(jī)獨(dú)立長(zhǎng)大、局域化聚集及形成宏觀裂紋整個(gè)損傷演化過(guò)程; 從損傷度定量統(tǒng)計(jì)數(shù)據(jù)中觀測(cè)到損傷演化初期的微孔洞成核與長(zhǎng)大具有一定的隨機(jī)性, 而后期的微孔洞聚集具有明顯的局域性.基于實(shí)測(cè)的錐形靶自由面法向粒子速度剖面, 討論了層裂強(qiáng)度、Pull?back回跳速度斜率和回跳幅值等特征量與損傷演化之間內(nèi)稟關(guān)聯(lián)性, 闡明層裂強(qiáng)度物理本質(zhì)是微孔洞成核閾值應(yīng)力, 而Pull?back回跳速度斜率和回跳幅值與損傷演化速率和損傷程度之間是強(qiáng)關(guān)聯(lián)性的.