非一維應(yīng)變沖擊加載下高純銅初始層裂行為*

謝普初 汪小松 胡昌明 胡建波 張鳳國 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 621900)

3) (北京應(yīng)用物理與計算數(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)時間的空間演化; 2)通過錐形靶橫截面損傷度定量統(tǒng)計分析, 揭示損傷演化早期的微孔洞成核與早期長大過程是隨機(jī)的,而損傷演化后期的微孔洞聚集過程具有顯著的局域化特征; 3)不同位置處實(shí)測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, 但是通過與內(nèi)部損傷分布特征對比, 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、長大和聚集的復(fù)雜過程[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]等因素對損傷演化和層裂特性的影響.同時, 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], 再通過計算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果的對比來驗(yàn)證模型適用性.事實(shí)上, 這些模型在描述和預(yù)測非一維應(yīng)變沖擊下材料損傷演化與層裂行為問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)難度相對較大, 實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)測量和分析也比較復(fù)雜, 文獻(xiàn)報道有限.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, 不利于對試樣進(jìn)行軟回收, 研究試樣初始層裂時內(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.通過軸對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, 獲得了損傷演化的時空分布特征及定量統(tǒng)計信息, 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二維軸對稱波系圖來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, 定義為t = 0時刻, 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), 這里選取一個典型時刻t = t1時, 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).在典型時刻t = t2時, 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, 可以通過調(diào)整平板飛片厚度和撞擊速度來對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.

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)動下沿著炮管加速, 通過調(diào)整驅(qū)動氣體的壓力來控制飛片撞擊速度, 由炮口測速探針來測量飛片擊靶速度.實(shí)驗(yàn)中, 采用多通道激光位移干涉診斷技術(shù)實(shí)時監(jiān)測錐形靶自由表面不同位置處的法向粒子速度剖面, 一個激光探頭布置在錐面中點(diǎn), 另兩個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, 通過設(shè)計合理的回收裝置來實(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)證了簡化波系分析合理性.值得注意的是, 在錐形靶錐頂附近會出現(xiàn)來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個微損傷分布典型區(qū)域(寬為1 mm, 長為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)時間密切相關(guān).遺憾的是, 目前沒有任何測試技術(shù)可以實(shí)時測量材料內(nèi)部應(yīng)力時空分布, 這里只能借助數(shù)值仿真手段來獲取不考慮損傷條件下錐形靶內(nèi)的應(yīng)力分布特征, 來定性說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稱計算模型, 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].壓力計算采用Mie?Grüneisen 狀態(tài)方程, 參數(shù)來源于文獻(xiàn)[20].圖7(b) 給出了數(shù)值仿真得到的4個典型區(qū)域中心處單元應(yīng)力時程曲線, 可以觀察錐形靶內(nèi)拉伸應(yīng)力幅值和持續(xù)時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)時間逐漸增長,必然導(dǎo)致錐形靶內(nèi)呈現(xiàn)越來越嚴(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, 簡稱為損傷度.下面對錐形靶內(nèi)的損傷度進(jìn)行定量統(tǒng)計[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, 再通過圖像灰度對比來自動識別和統(tǒng)計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大到聚集的演化過程具有局域化特征.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, 目前還沒有任何測試手段可以監(jiān)測材料內(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稱二維有限元計算模型及4個典型區(qū)域中心單元應(yīng)力時程曲線 (a)有限元計算模型; (b)應(yīng)力時程曲線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,在損傷演化過程中占據(jù)重要地位, 在構(gòu)建損傷演化理論模型時需要重點(diǎn)考慮.另外, 對比圖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)于沖擊壓縮對材料微觀結(jié)構(gòu)影響的研究還很少.關(guān)于晶粒尺寸對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材料微觀結(jié)構(gòu)的影響.

圖8 錐形靶內(nèi)4個典型位置處沿x方向的損傷度統(tǒng)計結(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

通過全光纖激光干涉測速儀(displacement interferometer system for any reflector, DISAR)獲取的自由面速度時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)生的微損傷演化動力學(xué)過程.圖13給出了錐形靶自由表面3個測點(diǎn)處的法向粒子速度時程曲線, 從中首先觀察到不同測點(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, 這里以測點(diǎn)1速度時程曲線為例, 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第一次反彈時自由面速度之差.從圖13可以看到, 3個測點(diǎn)的自由面速度剖面上都出現(xiàn)了明顯的 Pull?back 信號, 測量的 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來計算材料的層裂強(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題, 當(dāng)滑移爆轟波向前傳播時, 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)度的計算公式, 即：

這里α為斜入射角.通過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題, 容易確定斜入射角a為45o.基于Pull?back 速度, 采用(2)式計算得到的層裂強(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個測點(diǎn)處的自由面速度時程曲線Fig.13.Free surface velocity profiles measured from differ?ent points of conical target.

事實(shí)上, 對Pull?back速度信息的解讀存在諸多爭議.傳統(tǒng)觀點(diǎn)一直把Pull?back信號用來判斷層裂是否發(fā)生的一個重要依據(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, 測點(diǎn)1、測點(diǎn)2及測點(diǎn)3所對應(yīng)錐形靶內(nèi)部位置處的出現(xiàn)了損傷, 沒有出現(xiàn)完全斷裂面, 由此可以推斷：Pull?back 信號出現(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, 測點(diǎn)1、測點(diǎn)2及測點(diǎn)3所對應(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, 一旦遇到波阻抗不同的界面就會發(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)域的波阻抗就會減小, 自由面反射的稀疏波遇到該低阻抗區(qū)域時會發(fā)生反射, 從而形成壓縮波, 此壓縮波傳播到自由面時就會導(dǎo)致自由面速度開始回跳, 在實(shí)測自由面速度剖面即出現(xiàn)Pull?back信號.因此, 從宏觀上來說, 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)觀來說, 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)變率會對微孔洞成核產(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估算拉伸應(yīng)變率, 計算公式為

表1 三個測點(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, 損傷長大及聚集過程在自由面速度時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, 從測點(diǎn)1到測點(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)立長大、局域化聚集及形成宏觀裂紋整個損傷演化過程; 從損傷度定量統(tǒng)計數(shù)據(jù)中觀測到損傷演化初期的微孔洞成核與長大具有一定的隨機(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.