High temperature compression properties of near α type Ti-1100 alloy prepared by titanium hydride based powder metallurgy
-
摘要: 以氢化钛粉为原料，采用粉末冶金法-热等静压法制备高温钛合金Ti-1100，并进行了等温压缩试验，通过压缩样品应力应变曲线进行压缩变形行为分析，再结合Arrhenius双曲正弦本构模型建立热压缩本构方程。通过应力应变曲线分析，发现应变速率在0.01 s−1时，所有样品在加工硬化后均表现出稳态流变行为；而应变速率为1 s−1、温度在900 ℃或1 000 ℃时，流变应力随着变形达到稳态流变状态后，呈增加趋势。应变速率为0.01、0.1、1 s−1时的热压缩变形激活能分别为96、165、232 kJ/mol。硬度测试结果表明显微硬度随温度和应变速率增加稍有降低趋势，当温度为950 ℃，应变速率为0.1 s−1时，合金的硬度普遍较小, 热加工性能最佳。Abstract: The isothermal compression experiments were carried out on high temperature titanium alloy Ti-1100 prepared by powder metallurgy using titanium hydride powder as raw material. The compression deformation behavior was analyzed through the obtained stress-strain curve of compressed samples, and then the thermal compression constitutive equation was established by using Arrhenius hyperbolic sinusoidal constitutive model. Through the analysis of the stress-strain curve, it is found out that when the strain rate is 0.01 s−1, all samples show steady-state rheological behavior. When the strain rate is 1 s−1 and the temperature is 900 ℃ or 1 000 ℃, the flow stress increases with deformation after steady-state rheological state. The activation energy of thermal compression deformation for strain rate at 0.01, 0.1 s−1 and 1 s−1 are 96, 165 kJ/mol and 232 kJ/mol, respectively. The hardness test results show that microhardness decreases slightly with increase of temperature and strain rate. When the temperature is 950 ℃ and the strain rate is 0.1 s−1, the hardness of the alloy is generally small and the best hot workability can be achieved.
-
0. 引言
功率超声因其产生的空化效应可提高化学反应速率而广泛应用于冶金领域，Rayleigh建立的空化泡动力学模型为超声空化的研究提供了理论依据[1-3]。目前，空化泡在功率超声作用下的研究主要集中于水溶液模拟体系，以直观的方式观察空化泡运动过程中尺寸的变化，并不能定量描述空化泡尺寸的演变行为[4-5]。此外，目前关于空化泡的研究主要集中在常温下水溶液中，或功率超声作用下对钢液中夹杂物去除的影响，缺少功率超声对钢液中空化泡尺寸演变的影响的系统研究[5-6]。
由于空化泡不是规则的球形，且受力情况与能量的交换过程较为复杂，目前存在的方程难以准确描述空化泡尺寸的变化规律[7-8]。基于这一问题，笔者利用Matlab软件运用四阶龙格库塔算法[9]，在R-P方程的基础上引入能量粘滞损耗及辐射阻尼项，对功率超声作用下钢液中单个空化泡尺寸的演变进行研究，分析声压幅值、频率、空化泡初始平衡半径和气体多变指数等因素对空化泡尺寸的影响，探究稳态空化及瞬态空化条件下的空化效应，旨在得出功率超声参数对钢液中空化泡尺寸演变行为的影响规律，为探究功率超声产生的空化效应对钢液中流动及传质行为提供理论依据。
1. 模型建立
1.1 基本假设
功率超声在钢液中传播产生的空化泡发生膨胀与收缩，为了简化计算做以下假设[10-11]：
1）钢液为不可压缩流体，忽略温度与密度的变化；
2）空化泡为球形，且仅做径向运动，运动只与径向轴有关；
3）空化泡的半径远小于距钢包壁的距离；
4）不考虑重力和浮力对空化泡的影响；
5）不考虑空化泡外液体边界层的化学反应。
1.2 控制方程
Rayleigh-Plesset方程：
$$ R\frac{{{\partial ^2}R}}{{\partial {t^2}}} + 3/2{\frac{{{\rm{d}}R}}{{{\rm{d}}t}}^2} + \left(4{v_{\rm{l}}}\frac{{{\rm{d}}R}}{{{\rm{d}}t}}\right)/R + \frac{{2\sigma }}{{{\rho _{\rm{l}}}R}} = ({P_{\rm{B}}}(t) - {P_\infty }(t))/{\rho _i} $$ (1) 功率超声作用下钢液与蒸气处于相对平衡状态，则：
$$ P(R) = \left(R + \frac{{2\sigma }}{{{R_0}}}\right){\left(\frac{{{R_0}}}{R}\right)^{3k}} + {P_v} - \frac{{2\sigma }}{R} $$ (2) 由于空化泡演变过程中存在能量粘滞损耗及辐射阻尼，则：
$$ \begin{split} & R\left(\frac{{\left({{\rm{d}}^2}R\right)}}{{\left({\rm{d}}{t^2}\right)}}\right) + 3/2{\left(\frac{{{\rm{d}}R}}{{{\rm{d}}t}}\right)^2} = 1/\rho \left[\left({P_0} + 2\rho /{R_0}\right){\left(\frac{{{R_0}}}{R}\right)^3}n -\right. \\ & \left.{P_{\rm{A}}} - {P_0} - 2\frac{\rho }{R}\right] - \frac{{4\mu }}{{\rho R}}\frac{{{\rm{d}}R}}{{{\rm{d}}t}} + \frac{R}{{\rho c}}\frac{{\rm{d}}}{{{\rm{d}}x}}\left[\left({P_0} + \frac{{2\sigma }}{{{R_0}}}\right){\left(\frac{{{R_0}}}{R}\right)^{3n}} - {P_{\rm{A}}} \right] \end{split} $$ (3) 功率超声作用在空化泡壁上的压力：
$$ {P_{\rm{A}}} = {P_a}\sin \omega t $$ (4) $$ \omega = 2{\text{π}} f $$ (5) 功率超声周期T：
$$ T = 1/f $$ (6) 式中，μ为粘滞系数，Pa·s；R为空化泡瞬时半径，μm；R0为空化泡初始平衡半径，μm；νl为液相运动粘度，取值0.0067 m2/s；σ为表面张力系数，取值1.4 N/m；P0为静压力，取值101325 Pa；PB（t）为空化泡内压力，取值6 Pa；P∞（t）为无穷远处压力，Pa；PA为超声波声压幅值，Pa；Pv为饱和蒸汽压，Pa；ρl为液相密度，取值7000 kg/m3；t为功率超声作用时间，s；T为功率超声作用周期，s；k为气体多变指数；ω为功率超声角频率，rad/s；f为频率，kHz。
1.3 计算求解
R-P方程为非线性二阶常微分方程，常规方法无法求解此方程的数值解，采用四阶龙格库塔法进行迭代求解[4]。
$$ y = \mathop R\limits^ \bullet $$ (7) $$ \begin{split} &\mathop y\limits^ \bullet = \mathop R\limits^{ \bullet \bullet } = \\ & \frac{1}{{\rho R}}\left[ {\left( {{P_0} + \frac{{2\sigma }}{{{R_0}}}} \right){{\left( {\frac{{{R_0}}}{R}} \right)}^{3\gamma }} - \frac{{2\sigma }}{R} - \frac{{4\mu \mathop R\limits^ \bullet }}{R} - {P_0} + {P_v} + {P_{\rm{A}}}} \right] \end{split}$$ (8) 假设时间步长为h，四阶龙格库塔法计算所涉及的方程如下。
$$ {y_{n + 1}} = {y_n} + h{{\mathop R\limits^ \bullet} _n} + \frac{h}{6}\left( {{k_1} + 2{k_{{}_2}} + 2{k_3} + {k_4}} \right) $$ (9) $$ \mathop {{y_{n + 1}}}\limits^ \bullet = \mathop {{y_n}}\limits^ \bullet + \frac{h}{6}\left( {{k_1} + 2{k_{{}_2}} + 2{k_3} + {k_4}} \right) $$ (10) 其中：
$$ {k_1} = f\left( {{x_n},{y_n}} \right) $$ (11) $$ {k_2} = f\left({x_n} + \frac{h}{2},{y_n} + \frac{h}{2}{k_1}\right) $$ (12) $$ {k_3} = f\left( {{x_n} + \frac{h}{2},{y_n} + \frac{h}{2}{k_2}} \right) $$ (13) $$ {k_4} = f\left( {{x_n} + h,{y_n} + {k_3}} \right) $$ (14) 1.4 研究方案
通过改变声压幅值、频率、空化泡初始平衡半径及气体多变指数考察功率超声参数对钢液中空化泡半径的影响，以空化泡半径的大小为指标评价空化效应的强弱。通过方程（7）与方程（8）可以得到空化泡半径，以R/R0值表述空化泡尺寸的变化规律。
所涉及的参数及初始条件取值为：声压幅值PA取值范围是1～100P0；超声频率f的取值范围是20～80 kHz；空化泡初始平衡半径R0的取值范围为1～50 μm；气体多变指数k的取值范围为1～1.65。其中，气体多变指数定义为：在实际热力内平衡过程中，如果P乘以v的n次方为一个定值，则称这个过程为多变过程，以k描述气体多变指数。
2. 结果与讨论
2.1 声压幅值对钢液中空化泡半径演变过程的影响
在频率为24 kHz，空化泡初始平衡半径为10 μm，气体多变指数为1.35条件下，探究声压幅值对空化泡半径演变的影响。利用Matlab软件计算得到的空化泡半径与初始平衡半径的比值（R/R0）随声压幅值变化的曲线如图1和图2所示。
图 1 1～2P0范围内声压幅值对钢液中空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 1. Influence of sound pressure amplitude on cavitation bubble radius in the liquid steel in the range of 1~2P0由图1（a）可见，声压幅值在1～1.5P0范围内变化时，钢液中空化泡半径变化趋势为正弦曲线，随着声压幅值的增加，空化泡的半径变化幅度增强。当声压幅值为2P0时，在nT/2周期内，空化泡半径的演变仅表现为振动幅度明显增强，但在（n+1）T/2周期内，空化泡半径演变的过程中出现振荡现象，但空化泡未发生崩溃，为稳态空化。声压幅值在1～2P0范围内，空化泡半径做周期性振荡，由于声压幅值的增加，空化效应对空化泡的作用增强，表现为负压区功率超声对空化泡的拉伸作用增强，空化泡的半径增大；在正压区功率超声对空化泡的压缩作用增强，空化泡的半径减小。空化泡的峰值半径随声压幅值的变化如图1（b）所示，声压幅值由1P0增加至1.5P0时，空化泡的峰值半径由11.18 μm增加至12.26 μm。当声压幅值由1.5P0增加至2P0时，空化泡的峰值半径增加至17.03 μm，且斜率增加，表明空化泡的峰值半径急剧增加，而空化泡半径的剧烈变化易使空化现象由稳态空化向瞬态空化转变。因此有利于稳态空化的声压幅值为1.5P0。另外，稳态空化时产生的空化泡振荡周期较长，持续上浮，可在钢液钙处理过程中有效促进夹杂物上浮[10]。
图 2 3～100P0范围内声压幅值对钢液中空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 2. Influence of sound pressure amplitude on cavitation bubble radius in the liquid steel in the range of 3~100P0由图2（a）可见，声压幅值在3～100P0范围变化时，随着声压幅值的增加，空化泡半径与初始平衡半径的比值增加，空化效应增强。空化泡振动周期缩短，空化泡的半径变化趋势为非正弦曲线，空化泡经历若干次膨胀与收缩过程后发生崩溃，为瞬态空化。另外，随着声压幅值的增大，空化泡经历的膨胀与收缩至崩溃次数逐渐减小，当声压幅值为10P0时，空化泡经历3次膨胀与收缩后发生崩溃，而当声压幅值大于30P0时，空化泡在经历2次膨胀与收缩过程后发生崩溃。空化泡崩溃前膨胀与收缩过程的减少亦表明空化效应的增强。由图2（b）可见，声压幅值在3～30P0范围内，空化泡的峰值半径先增加后减小，在声压幅值由3P0增加至10P0时，空化泡的峰值半径由33.37 μm增加至57.18 μm，当声压幅值增加至30P0时，空化泡的峰值半径减小为34.86 μm。随后，当声压幅值由30P0增加至100P0时，空化泡的峰值半径增加至65.78 μm。空化泡峰值半径的增加有利于产生瞬态空化，但过高的声压幅值脱离工业实际操作过程。且声压幅值为10P0与80P0条件下所对应的空化泡峰值半径分别为57.18 μm与58.02 μm，这表明10P0与80P0条件下所产生的空化效应强度基本一致，考虑工业实际应用，瞬态空化适宜的声压幅值为10P0。另外，由于瞬态空化条件下空化泡产生至崩溃所持续的时间较短，且较高的声压幅值可加速空化泡的运动，可有效提高钢液内的传质速率。
2.2 稳态空化（1.5P0）条件下各参数对钢液中空化泡半径的影响
2.2.1 初始平衡半径对钢液中空化泡半径的影响
由图3（a）可见，空化泡初始平衡半径在5～50 μm的范围内变化时，随着空化泡初始平衡半径增大，空化泡膨胀与收缩的程度增强。这是由于初始平衡半径增大，可提高空化泡与钢液的接触面积，促进空化泡对周围能量的吸收，导致空化泡的峰值半径增大。当空化泡初始平衡半径为50 μm时，空化泡半径变化周期延长，这是由于空化泡初始平衡半径较大时，需要更充足的时间吸收能量，导致空化泡膨胀与收缩周期增加。由图3（b）可见，随着空化泡半径的增加，空化泡的峰值半径增加，当空化泡初始平衡半径由5 μm增加至50 μm时，空化泡的峰值半径由5.35 μm增加至141.75 μm，与空化泡初始平衡半径相比，空化泡的峰值半径分别增加了0.35 μm和91.75 μm。因此，为提高稳态空化条件下的空化效果，空化泡初始平衡半径应控制在50 μm。
图 3 5～50 µm范围内初始平衡半径对钢液中空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 3. Influence of initial equilibrium radius on cavitation bubble radius in the molten steel in the range of 5~50 µm2.2.2 频率对钢液中空化泡半径的影响
由图4（a）可见，频率在20～32 kHz范围内变化时，空化泡半径变化趋势基本一致，此频率范围内对空化泡半径的影响较小。当频率为50 kHz和80 kHz时，空化泡半径的振荡幅度提高，表明较高的频率可提高空化泡的半径，且在一个周期内空化泡半径出现多次振荡。图4（b）可见，随着功率超声频率的增加，空化泡的峰值半径增大。当功率超声的频率由20 kHz增加至80 kHz时，空化泡的峰值半径由11.21 μm增加至12.29 μm，与功率超声频率增加60 kHz的幅度相比，空化泡的峰值半径仅增加了1.08 μm。说明功率超声的频率对空化泡半径演变的影响较小。
图 4 20～80 kHz范围内频率对空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 4. Influence of frequency on cavitation bubble radius in the range of 20~80 kHz2.2.3 气体多变指数对钢液中空化泡半径的影响
由图5（a）可见，随着气体多变指数k的增加，空化泡膨胀与收缩的周期基本保持一致，空化泡半径的振荡幅度逐渐降低，且同一周期内的振荡次数逐渐减少，说明气体多变指数的增加对空化泡半径产生负面影响。由图5（b）可见，随着k值的增加，空化泡的峰值半径逐渐减小。当气体多变指数由1增加至1.65时，空化泡的峰值半径由12.68 μm减小至11.08 μm，表明增加气体多变指数将削弱功率超声的空化强度。主要原因在于单原子气体空化泡的峰值半径大于多原子气体，且振荡周期基本一致。上述结论与多变指数较小的单原子气体的空化效应优于多原子气体的结论相吻合[6]。
图 5 气体多变指数对空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 5. Influence of gas multiplicity index on cavitation bubble radius2.3 瞬态空化（10P0）条件下各参数对钢液中空化泡半径的影响
2.3.1 初始平衡半径对钢液中空化泡半径的影响
由图6（a）可见，与稳态空化条件下空化泡半径的变化曲线相比，空化泡半径变化幅度明显提高。当空化泡初始平衡半径为5 μm时，空化泡仅经历2次膨胀与收缩的过程后发生崩溃。而空化泡初始平衡半径为10、15和20 μm时，空化泡膨胀与收缩次数增加，分别为3、5和8次膨胀与收缩过程后发生崩溃。当空化泡初始平衡半径为50 μm时，空化泡经历13次膨胀与收缩过程后发生崩溃，且空化泡膨胀幅度明显减小，表明随着空化泡初始平衡半径的增加，空化效应减弱。另外，空化泡初始平衡半径为5 μm时，空化泡发生崩溃时峰值半径达到423.01 μm，空化泡最大半径膨胀率为846%，而崩溃时膨胀率越大，释放的能量越多，空化效应增强。由图6（b）可见，空化泡的峰值半径随着初始平衡半径的增加先增大后减小。当空化泡初始平衡半径由5 μm增加至20 μm时，空化泡的峰值半径由423.01 μm增加至896.12 μm，此时的膨胀率为448%；当初始平衡半径增加至50 μm时，空化泡的峰值半径减小到544.16 μm，此时空化泡膨胀率为108.8%。半径由5 μm增大至20 μm过程中峰值半径不断增加，但发生崩溃时的膨胀率由846%降低为448%，瞬态空化效应减弱。因此，空化泡初始平衡半径为5 μm时有利于发生瞬态空化。
图 6 5～50 µm范围内初始平衡半径对钢液中空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 6. Influence of initial equilibrium radius on cavitation bubble radius in the molten steel in the range of 5~50 µm2.3.2 频率对钢液中空化泡半径的影响
由图7（a）可见，频率在20～28 kHz范围内变化时，空化泡经历2次膨胀与收缩的过程后发生崩溃，且发生崩溃时空化泡半径的膨胀率逐渐减小。频率为32、50和80 kHz时，空化泡分别经历4、5和8次膨胀与收缩过程后崩溃。瞬态空化过程中，发生崩溃所经历的膨胀与收缩次数越多，其空化强度越弱。由图7（b）可见，在低频率20～28 kHz范围内，随着频率的增加，空化泡的峰值半径由488.05 μm减小至354.43 μm；当频率为32 kHz时，空化泡的峰值半径为593.78 μm，为各频率条件下半径最大值，但其膨胀与收缩次数较多，空化泡崩溃时间较长，空化效应减弱。当频率为80 kHz时，空化泡的峰值半径减小至172.65 μm。表明高频率的条件下空化泡膨胀与收缩时间延长，空化核未能及时发生崩溃，空化效应减弱。因此，为提高超声的瞬态空化强度，功率超声的频率应选择为20 kHz。
图 7 20～80 kHz范围内频率对空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 7. Influence of frequency on cavitation bubble radius in the range of 20~80 kHz2.3.3 气体多变指数对钢液中空化泡半径的影响
图8（a）可见，瞬态空化条件下，空化泡仅经历1次膨胀与收缩过程即发生崩溃，且随着气体多变指数k的增加，空化泡崩溃所经历的周期基本一致，表明瞬态空化条件下气体多变指数对空化泡膨胀与收缩过程影响较小。主要原因在于瞬态空化频率高、能量大，空化泡崩溃过程中单原子及多原子气体的作用性能减弱，对空化效应强弱的影响并不明显。由图8（b）可见，随着气体多变指数的增加，空化泡的峰值半径逐渐减小。当气体多变指数由1增加至1.65时，空化泡的峰值半径由18.22 μm减小至17.87 μm，仅减小了0.35 μm，亦表明气体多变指数对瞬态空化强弱的影响较小。但考虑能量的吸收与释放过程，多变指数较低的单原子气体有利于产生瞬态空化。
图 8 气体多变指数对空化泡半径的影响（a）R/R0随周期T的变化；（b）空化泡的峰值半径Figure 8. Influence of gas multiplicity index on cavitation bubble radius3. 结论与展望
1）功率超声作用下引起钢液中空化泡的膨胀与收缩，不同声压幅值可产生不同的空化效应。声压幅值在1～2P0的范围内产生稳态空化，可促进夹杂物上浮过程；声压幅值在3～100P0的范围内产生瞬态空化，可加速钢液内的传质过程。
2）稳态空化条件下，随着频率和初始平衡半径的增加，空化泡的峰值半径增大。初始平衡半径由5 μm增加至50 μm时，空化泡的峰值半径由5.35 μm增加至141.75 μm；频率由20 kHz增加至80 kHz时，空化泡的峰值半径由11.45 μm增加至12.29 μm。
3）瞬态空化条件下，频率为20 kHz时，空化泡经历2次膨胀与收缩过程后崩溃，对应空化泡的峰值半径为488.05 μm。初始平衡半径对空化泡尺寸的影响显著，由5 μm增加至20 μm时，空化泡的峰值半径由423.01 μm增加至896.12 μm，当初始平衡半径增加至50 μm时，空化泡的峰值半径减小至544.16 μm。
4）气体多变指数对稳态和瞬态空化条件下空化泡尺寸的影响较小，但气体多变指数较小的单原子气体产生的空化效应优于多原子气体。当气体多变指数由1增加至1.65时，空化泡的峰值半径仅由18.22 μm减小至17.87 μm。
5）本研究成果可为探究功率超声产生的空化效应对钢液中流动及传质行为提供理论依据，但空化泡的体积、密度及空化泡之间的作用对空化泡膨胀与收缩产生影响，后续需进一步修正空化泡的尺寸变化方程，并结合实际设计试验，对模拟结果进行验证。
-
图 2 高温压缩样品宏观形貌
Figure 2. Macroscopic morphology of the samples after high temperature compression
图 3 Ti-1100合金在900、950、1000 ℃压缩变形的应力-应变曲线
Figure 3. Flow stress-strain curves of Ti-1100 alloy under compression at 900, 950 and 1 000 ℃
表 1 本构方程参数值
Table 1. The parameters of the constitutive equation obtained
T/K β n1 α n A3 1173 0.02204 3.7964 0.08368 0.26341 0.01274 1223 0.02706 3.16718 0.08572 0.31574 0.10324 1273 0.05829 3.16184 0.1843 0.31627 0.75223 
下载: 导出CSV
-
[1] Fu B G, Wang H W, Zou C M, et al. Microstructural characterization of in situ synthesized TiB in cast Ti-1100-0.10 B alloy[J]. Transactions of Nonferrous Metals Society of China, 2015,25:2206. doi: 10.1016/S1003-6326(15)63833-X [2] Cui W F, Zhou L, Luo G Z, et al. Effect of yttrium on mechanical properties, thermal stability and creep resistance of high temperature titanium alloy Ti-1100[J]. Journal of Rare Earths, 1999, 17(1): 38-41. [3] Shams SAA, Mirdamadi S, Abbasi S M, et al. Mechanism of martensitic to equiaxed microstructure evolution during hot deformation of a near-alpha Ti alloy[J]. Metallurgical and Materials Transactions A, 2017,48(6):2979−2992. [4] 付彬国. 合金元素对铸造Ti-1100合金组织及性能影响[D]. 哈尔滨: 哈尔滨工业大学, 2015.Fu Binguo. Effects of alloying elements on microstructures and properties of CAST Ti-1100 alloys[D]. Harbin: Harbin Institute of Technology, 2015. [5] Fang Z Z, Paramore J D, Sun P, et al. Powder metallurgy of titanium - past, present, and future[J]. International Materials Reviews, 2017,63(7):1−53. doi: 10.1080/09506608.2017.1366003 [6] Lütjering G, Williams J C. Titanium[M]. Springer Berlin Heidelberg, 2007. [7] Hagiwara M, Emura S. Property enhancement of orthorhombic Ti2AlNb-based intermetallic alloys[J]. Materials Science Forum, 2003,352(1):85. [8] Fang Z Z, Sun P, Wang H T. Hydrogen sintering of titanium to produce high density fine grain titanium alloys[J]. Advced Engineering Material, 2012,14:383−387. [9] Zhang H R, Niu H Z, Zang M, et al. Microstructures and mechanical behavior of a near α titanium alloy prepared by TiH2-based powder metallurgy[J]. Materials Science & Engineering A, 2020,770:138570. [10] Azevedo C R F, Rodrigues D, Neto F B. Ti–Al–V powder metallurgy (PM) via the hydrogenation–dehydrogenation (HDH) process[J]. Journal of Alloys and Compounds, 2003,353(1-2):217-227. doi: 10.1016/S0925-8388(02)01297-5 [11] Ivasishin O M, Eylon D, Bondarchuk V I, et al. Diffusion during powder metallurgy synthesis of titanium alloys[J]. Defect and DiffusionForum, 2008,277:177-185. doi: 10.4028/www.scientific.net/DDF.277.177 [12] 马兰, 杨绍利, 李俊翰, 等. 钒钛材料[M]. 北京: 冶金工业出版社, 2020.Ma Lan, Yang Shaoli, Li Junhan, et al. Vanadium titanium materials[M]. Beijing: Matellurgy Industry Press, 2020. [13] Zhu Yuling, Yang Shaoli, Ma Lan, et al. Effect of titanium hydride content on near-alpha multicomponent high temperature titanium alloy[J]. Iron Steel Vanadium Titanium, 2019,40(5):50−54. (朱钰玲, 杨绍利, 马兰, 等. 氢化钛含量对近α型多元高温钛合金的影响[J]. 钢铁钒钛, 2019,40(5):50−54. [14] Yang J, Wang G, Jiao X, et al. High-temperature deformation behavior of the extruded Ti-22Al-25Nb alloy fabricated by powder metallurgy[J]. Materials Characterization, 2018,137:170−179. doi: 10.1016/j.matchar.2018.01.019 [15] Yang J, Wang G, Jiao X, et al. Hot deformation behavior and microstructural evolution of Ti-22Al-25Nb-1.0B alloy prepared by elemental powder metallurgy[J]. Journal of Alloys and Compounds, 2017,695:1038−1044. doi: 10.1016/j.jallcom.2016.10.228 [16] Liang Houquan, Guo Hongzhen, Ning Yongquan, et al. Analysis on the constitutive relationship of TC18 titanium alloy based on the softening mechanism[J]. Acta Metallurgical Sinica, 2014,50(7):871-878. (梁后权, 郭鸿镇, 宁永权, 等. 基于软化机制的 TC18钛合金本构关系研究[J]. 金属学报, 2014,50(7):871-878. [17] Jia B H, Song W D, Tang H P, et al. Hot deformation behavior and constitutive model of TC18 titanium alloy during compression[J]. Rare Metals, 2014,33(4):383-389. doi: 10.1007/s12598-014-0328-x [18] Quan G Z, Wen H R, Jia P, et al. Construction of processing maps based on expanded data by BP-ANN and identification of optimal deforming parameters for Ti-6Al-4V alloy[J]. Int. J. Precis. Eng. Manuf., 2016,17(2):171−180. doi: 10.1007/s12541-016-0022-z -
下载:
点击查看大图
计量
- 文章访问数: 602
- HTML全文浏览量: 84
- PDF下载量: 197
- 被引次数: 0
