Materialteknologi 1 : Grunnlag [1] 8258503081 [PDF]

Zitiervorschau

Harald Falck-Ytter

Materialteknologi Del I Grunnlag

YRKESOPPLÆRING I S— 1991 A"',~

','-:-^!3i.!OTEKET PC^ : _ _ r ® < ■© ® ® Li 11

Be 12

Na

Mg

B 13

C 14

N 15

Al

Si

P

O 16

F 17

Ne 18

S

Cl

A

Figur 4 De første 18 atomene i grunnstoffenes periodesystem. Det ytterste skallet i et atom kan aldri ha mer enn åtte elektroner. Grunnstoffene 10, 18, 36 osv har "full oktett". De kalles edelgassene. Se også bak i boka der hele periodesystemet er gjengitt

0 elektroner 1 proton

Na +-ion

Figur 5 Ioner blir dannet når atomer avgir eller tar opp elektroner

2.2 Forskjellige typer av bindinger mellom atomer I de faste stoffene kan atomene være bundet sammen på forskjellige måter. En stor gruppe stoffer, som blant annet omfatter mineraler, salter og alle metallene, har såkalt krystallinsk oppbygning. Det vil si at atomene danner et helt regelmessig mønster (gitterstruktur). Stoffer som har en uordnet struktur, blir ofte kalt amorfe (figur 6). 17

Krystallinsk struktur

Figur 6

Amorf struktur

Eksempler på ulik oppbygning av stoff

Eksempler på amorfe stoffer er glass, termoplast og bek. De amorfe stoffene har ikke faste smeltepunkter, men et forholdsvis bredt mykningsområde. Noen plaststoffer er delvis krystallisert, og med helt spesielle avkjølingsteknikker kan vi også fremstille amorfe metaller ("metallisk glass"). Ellers ligner strukturen hos de amorfe stoffene på strukturen i væsker. Vi skal se litt nærmere på noen hovedtyper av bindinger hos krystallinske stoffer.

Na Figur 7

Omdanning av natrium- og kloratomer til ioner

2.2.1 Ren ionebinding

Et negativt ion dannes ved at et atom får overført et elektron fra et annet atom. Samtidig oppstår det altså et positivt ion. De to ionene vil tiltrekke hverandre, og vi får en binding på grunn av de elektrostatiske kreftene. Figur 7 viser et natriumatom som avgir et elektron til et kloratom, og det dannes positive natriumioner og negative klorioner. Dette skriver vi slik med symboler:

Nå +.c!:= Na +:cj: Prikkene betegner elektroner i ytterste skall. 18

• Na O Cl Figur 8 NaCl-krystall. Hvert Na -ion er omgitt av seks Cl ~ -ioner og omvendt

Figur 8 viser hvordan saltkrystallen er oppbygd av ioner. Ved omdanningen til ioner har begge atomer fått "full oktett", og det er dannet en ioneforbindelse, natriumklorid (NaCl). loneforbindelser er sterke. Det viser seg ved at stoffene som dannes, har høyt smeltepunkt og høy hardhet. Siden elektronene er fast bundet til atomene, blir den elektriske ledningsevnen liten. loneforbindelser oppstår helst mellom stoffer som står langt til venstre og langt til høyre i periodesystemet (få elektroner, henholdsvis få ledige plasser i ytterste skall). De stoffgruppene som har ioneforbindelser, er salter og enkelte mineraler. 2.2.2 Ren kovalent binding

Den elektrontiltrekkende evnen avtar jo nærmere atomene ligger hverandre i periodesystemet, og den blir minst mellom to atomer av samme slag. Likevel kan slike atomer danne forbindelser, og en måte det kan skje på, er ved deling av ett eller flere elektronpar. Vi kaller det en kovalent binding. Ved elektronpardelingen får ytterste skall full oktett. Som eksempel på en ren kovalent binding kan vi ta for oss diamant (C). Grunnstoffet karbon (C) har 4 elektroner i ytterste skall og mangler altså 4 for å få full oktett. Hos diamant omgir hvert karbonatom seg med 4 andre karbonatomer, som hvert bidrar med 1 elektron til å fylle oktetten. På denne måten får alle atomene full oktett "på deling" med naboatomene (figur 9). Rene kovalente stoffer har ofte sterke bindinger med stor hardhet og temperaturbestandighet. Siden bindingene er retningsbestemte, vil slike stoffer ikke smelte, men dekomponere eller sublimere ved oppvarming (diamant). Det er ingen frie elektroner, og stoffene leder derfor elektrisk strøm dårlig. Hos organiske stoffer spiller de kovalente bindingene en helt dominerende rolle. I materialteknologisk sammenheng har

19

dette stor betydning for molekyloppbygningen hos plaststoffene. Ellers vil det være mange kjemiske forbindelser som er en mellomting mellom ionebinding og kovalent binding. Bindingsgraden er avhengig av den elektrontiltrekkende evnen.

skjematisk

Figur 9

Atomstrukturen hos diamant. Kovalente bindinger

2.2.3 Ren metallisk binding

Metallene står på mange måter i en særstilling, blant annet fordi de har høy ledningsevne for varme og elektrisitet og stor seighet eller evne til plastisk deformasjon. Disse egenskapene må henge sammen med bindingsforholdene mellom atomene. I ioneforbindelsene er valenselektronene fast bundet til bestemte atomer, mens de hos de kovalente forbindelsene kan bevege seg fra et atoms ytterskall til et annet. Men det er ingen frie elektroner. Hos metallene, derimot, er bindingselektronene helt ubundet og kan bevege seg fritt mellom atomene. Sammen danner bindingselektronene en ”elektronsky”, mens resten av elektronene holder seg i sine baner rundt hver enkelt kjerne (figur 10). I metallgitteret vil atomene opptre som positive ioner, mens elektronskyen fordeler seg med negative ladninger rundt i gitteret. Tiltrekningen mellom de positive kjerneladningene og de negative elektronladningene holder atomene samlet.

• positive atomkjerner o negativt ladede bindingselektroner

Figur 10

20

Metallgitter (natrium)

Atomene er helt like, og bindingene er ikke retningsbestemte. Derfor blir kraftbildet symmetrisk, og dette er årsaken til at metallene har et fast smeltepunkt, og at de kan deformeres uten at gitteret går i stykker. Men bindingene kan variere mye i styrke fra metall til metall, det viser smelte­ punktene, som ligger mellom - 38° (kvikksølv. Hg) og + 3400° (wolfram, W). Den høye ledningsevnen kommer av de frie, bevegelige elektroner.

2.3 Metallenes gitterstruktur Vanligvis forbinder vi gjerne begrepet krystall med et legeme som er avgrenset av plane flater, og som har regelmessig geometri og høy grad av symmetri og glans (for eksempel bergkrystall og diamant, figur 11).

Figur 11

Bergkrystaller (kvarts)

Men det er den indre oppbygningen som avgjør om et stoff er krystallinsk eller ikke. En krystall er kjennetegnet ved at atomene eller ionene er ordnet i et helt bestemt mønster som gjentar seg regelmessig til alle sider gjennom krystallen. Det er forholdene under dannelsen av krystallen som avgjør om den får en regelmessig ytre form eller ikke. I tilfeller der krystallen under dannelsen kan utvikle seg fritt og uhindret i alle retninger, finner vi det indre atommønsteret igjen i den ytre formen. Det indre mønsteret kaller vi gitterstruktur. Det fins i alt 14 slike mønstre, alt avhengig av hvilke atomer eller ioner som er med. Men hos metallene er det stort sett fire gitterstrukturer som er aktuelle. Gitterstrukturen, eller mønsteret, kan beskrives ved hjelp av den minste symmetrienheten, strukturcellen. Fordi alle atomene i et metallgitter i utgangspunktet er like og bindingskreftene symmetriske, kan atomene pakke seg 21

tettere enn hos kovalente stoffer. Tenker vi oss atomene som like store kuler, kan vi få tettest mulig pakning ved å legge kulene helt inntil hverandre. Alt etter hvordan vi stabler kuleplanene på hverandre, kan vi få to forskjellige mønstre med tetteste kulepakning, og med hver sine karakteristiske strukturceller. 2.3.1 Heksagonal gitterstruktur

Hvis et kuleplan ligger oppå og i kontakt med et annet kuleplan, slik at hver kule i plan 2 ligger i mellomrommet mellom tre kuler i plan 1, kan vi plassere et tredje kuleplan på to måter. Hvis kulene i plan 3 legges rett over kulene i plan 1, får vi en heksagonal gitterstruktur (figur 12). Vi ser dette tydeligst ved hjelp av kuleplanmodell.

Figur 12

Kuleplanmodell av tetteste gitterstruktur

X: atomsentrumsposisjoner i tredje lag i heksagonalt gitter • : atomsentrumsposisjoner i tredje lag i kubisk flatesentrert gitter

Figur 13

Strukturcellen i en heksagonal gitterstruktur

Strukturcellen blir som vist på figur 13, og den gjentar seg gjennom hele krystallen. Den består av 17 atomer, og 14 av dem deles med nabocellene.

22

De mest kjente metallene med denne gitterstrukturen er sink (Zn), kadmium (Cd), magnesium (Mg), kobolt (Co) og titan (Ti). 2.3.2 Kubisk flatesentrert gitterstruktur

Hvis vi plasserte kulene i kuleplan 3 rett over mellomrommene mellom kulene i plan 1 (merket med • på figur 12), ville vi få et annet mønster enn det forrige. For å få øye på strukturcellen må vi lete langs skråplan som skjærer de opprinnelige kuleplanene (figur 14). Dette ser vi best på en kulemodell.

Figur 14 Strukturcellens beliggenhet i en kubisk flatesentrert gitterstruktur

Denne strukturcellen kaller vi kubisk flatesentrert, fordi den består av en kubus med ett atom i hvert hjørne og ett atom midt på hver sideflate, altså i alt 14 atomer. Alle atomene deles med nabocellene (figur 15).

Figur 15

Strukturcellen i en flatesentrert gitterstruktur

Kubisk flatesentrert gitterstruktur er den vanligste gitterstrukturen hos metallene. Vi kan nevne aluminium (Al), kobber (Cu), bly (Pb), sølv (Ag), gull (Au), nikkel (Ni) og. spesielt viktig, jern (Fe) i temperaturområdet 910 - 1390°. 2.3.3 Kubisk romsentrert gitterstruktur

Mens de to foregående gitterstrukturene er tettpakket, er den kubisk romsentrerte gitterstrukturen noe mer åpen. 23

Strukturcellen er en kubus med ett atom i hvert hjørne og ett i midten, i alt 9 atomer. Åtte av dem deles med nabocellene (figur 16).

Figur 16

Strukturcellen i en kubisk romsentrert gitterstruktur

De mest kjente metallene med denne strukturen er molybden (Mo), wolfram (W), krom (Cr) og jern (Fe) ved temperaturer under 910 og over 1390°. Det siste atommønsteret vi tar med her, er 2.3.4 Tetragonal romsentrert gitterstruktur

Sidekanten i strukturcellen kan være lengre eller kortere enn grunnflatens sidekant (figur 17).

Figur 17

Strukturcellen i en tetragonal romsentrert gitterstruktur

Metaller som tinn (Sn) og indium (In) har denne strukturen. Dessuten vil stål som er herdet, opptre med en tetragonal struktur.

De mest vanlige gitterstrukturene er de fire som er nevnt foran. Senere støter vi på noen metaller og forbindelser med mer kompliserte gitre. Noen få metaller har den eiendommelighet at de opptrer med forskjellig gitterstruktur i ulike temperaturområder. Vi sier at de er polymorfe. Jern er et slikt metall, og det skifter til og med gitterstruktur to ganger! Vi så ovenfor at det var kubisk rom­ sentrert opp til 910° (a-jern), deretter kubisk flatesentrert mellom 910 og 1390° (y-jern), og så kubisk romsentrert igjen

24

opp til smeltepunktet (6-jern). Av praktiske grunner er det vanlig å bruke betegnelsene a-, y- og 3-jern for de tre modifikasjonene (fasene) som jernkrystallene kan ha. Som vi senere skal se. er faseovergangen y-a ved avkjøling en av de egenheter ved jern som gjør dette metallet så interessant. Denne egenskapen er nemlig en av hovedforutset­ ningene for at stål lar seg herde.

2.4 Krystallstruktur Når en metallsmelte størkner, vil krystallene som dannes, få en uregelmessig ytre form. Der krystallene støter sammen, vil gitterstrukturen være i uorden. Disse grenseområdene kaller vi krystallgrenser eller korngrenser. Figur 18 viser utviklingen av krystallene fra dannelsen av ”kim” i en smelte inntil alt er størknet. Der krystallene møtes, oppstår korngrensene. Helt til høyre på figuren ser vi hvordan korngrensene kan se ut i mikroskop.

Figur 18

Skjematisk fremstilling av utviklingen fra kim til krystaller i en smelte som størkner

Avhengig av avkjølingsforholdene og hvordan metallet er sammensatt, vil krystallene danne mer eller mindre karakteristiske mønstre, som vi kaller krystallstruktur eller kornstruktur. Vi deler krystallstrukturene inn i polyedriske (mangekantede), søyleformede og dendrittiske (figur 19), og hos hver type skjelner vi mellom grovkornet og finkornet struktur. Typisk grovkornet struktur har en gjennomsnittlig korndiameter på over 0,1 mm, mens finkornet er mindre enn 0,01 mm i diameter.

ib K* .y- XvX -i. wO

polyedrisk

Figur 19

søyleformet

dendrittisk

Inndeling av krystallstrukturer

25

Vi kan måle kornstørrelser ved å sammenligne strukturbilder, 100 ganger forstørret, med standardbilder. Figur 20 viser noen eksempler på krystallstrukturer.

1. Messing (Cu-Zn) 100x 2. Perlitt (jern med 0,8 % C) 1000x 3. Ferritt (rent jern) 100x

Figur 20

26

Eksempler på krystallstrukturer

Korngrensenes betydning for materialegenskapene ligger i at de virker som stoppere for de indre forskyvningene (glidninger) som foregår i krystallene når metallet deformeres. En finkornet struktur vil derfor yte større motstand mot plastisk deformasjon enn en grovkornet. Siden gitterstrukturen alltid har en bestemt orientering, vil egenskaper som styrke og seighet ikke være like i alle retninger i en krystall. Vi sier at krystallene er anisotrope. Men et finkornet metall der krystallene er tilfeldig orientert, vil som regel ha de samme egenskapene i alle retninger. Vi kan altså betrakte det som isotropt. Ved forskjellige metoder kan vi påvirke krystallstrukturen og dermed de mekaniske egenskapene. Dette skal vi komme tilbake til.

2.5 Kan vi se inni metallene? Vi har mange muligheter til å titte bak kulissene og se hvordan metallene er oppbygd. Riktignok kan vi ikke se atomer og gitterstrukturer direkte, men et stykke på vei kan vi komme med mikroskoper og andre hjelpemidler. Metallografi heter vitenskapen som befatter seg med studiet av metallenes oppbygning og struktur og sammenhengen med mekaniske, fysiske og kjemiske egenskaper. Metallografiske metoder er viktige når det gjelder å undersøke materialfeil. Mest benyttet er mikroundersøkelser og makroundersøkelser, det vil si studier av for eksempel overflater og snitt med eller uten forstørrelse. Kjemiske analyser for å finne materialsammensetningen og mekanisk materialprøving går ofte hand i hand med en metallografisk undersøkelse. Til dette kan vi også regne bruk av røntgenstråler og ultralyd for kartlegging av indre feil. 2.5.1 Makroskopiske metoder

Ved makroskopisk undersøkelse bruker vi liten eller ingen forstørrelse. De vanligste formene er • visuell betraktning med eller uten lupe • etseprøver av overflater eller snitt • svovelavtrykk av snittprøver av stål Visuelle betraktninger kan gi opplysninger om form, mekanisk behandling, deformasjoner, overflatefeil, sprekker, korrosjon, slitasje, sveiser osv. Bruddflateundersøkelser kan være spesielt interessante. De forteller om materialet er seigt eller sprøtt, om det er grovkornet eller finkornet, om det er et utmattingsbrudd e.l. (figur 21). Vi tar ofte etseprøver av urene overflater eller av snittflater i materialet. Hensikten er å finne overflatefeil som

27

sprekker, riss og grader, eller ujevnheter (seigringer), slagginneslutninger og porer innover i godset.

Figur 21

Utmattingsbrudd (øverst) med restbrudd

Enkelte ganger kan det være ønskelig å få et inntrykk av fordelingen av svovelholdige forurensninger (sulfider) i stål. Med et såkalt svovelavtrykk tatt på et tverrsnitt eller lengdesnitt av materialet får vi på en enkel måte overført fordelingen av sulfidinneslutningene til et fotografisk papir (figur 22).

Figur 22 Svovelavtrykk på fotografisk papir tatt av lengdesnitt på kaldstuket bolt. De svarte linjene viser grove sulfidinneslutninger (automatstål)

2.5.2 Mikroskopiske metoder

Et lysoptisk mikroskop for undersøkelse av metallprøver må være bygd for såkalt reflektert lys. Det vil si at lyskilden er plassert slik at lyset blir reflektert fra metalloverflaten gjennom 28

objektiv og okular (figur 23). Det vanlige ellers er at mikroskopene har gjennomfallende lys der preparatet er gjennomskinnelig og montert mellom to glassplater (botaniske, zoologiske og mineralogiske preparater). Metallflaten som skal undersøkes, må være spesielt preparert ved sliping, polering og eventuelt etsing. Etsemidlet angriper vanligvis korngrensene sterkere enn kornflatene, slik at krystallstrukturen kommer tydelig frem. Den praktisk nyttbare forstørrelse hos lysmikroskopet er begrenset til ca. 1500 ganger. Den øvre grensen er bestemt av lysets bølgelengde (ca. 500 nm) og egenskaper i øyet. Det har liten hensikt å forstørre mer, fordi flere detaljer ikke blir synlige. Oppløsningsevnen for lysoptiske mikroskoper er ca. 250 nm. Det vil si at vi ikke kan skjelne detaljer som ligger tettere enn dette.

Figur 23 Mikroskop for undersøkelse av metallpreparater, med utstyr for fotografering

29

Figur 24

Elektronmikroskop

Elektronmikroskopene opererer med svært korte bølgelengder (0,005 nm), og oppnår dermed en oppløsningsevne ned til ca. 1 nm. Elektronstrålene passerer elektromagnetiske linser på lignende måte som lysstrålene i et optisk mikroskop, og bildet kommer frem på en fluorescerende skjerm (figur 24 og 25). Det er to typer elektronmikroskop, transmisjonsmikroskopet som forstørrer fra 2000 til 200 000 ganger, og skanningmikroskopet med forstørrelse fra 25 til 30 000 ganger. Det første må ha preparater som er gjennomtrengelige for elektroner. Dette betyr at vi ikke kan studere metalloverflaten direkte. Preparatet må derfor lages som et gjennomtrengelig avtrykk av objektets overflate. Prepareringsteknikken er høyt utviklet, og avtrykkene lages som tynnfilm i plast eller karbon som er pådampet metalloverflaten. 30

Projisert bilde på mattskive

Figur 25 Sammenligning av strålegangen i et lysoptisk mikroskop og i et transmisjonsmikroskop

Skanningmikroskopet brukes mye til bruddflateundersøkelser. Elektronene sendes inn mot prøveoverflaten, reflekteres herfra og fanges opp av en detektor som overfører signalene til en bildeskjerm. Med dette mikroskopet kan vi få en atskillig større dybdeskarphet enn med transmisjonsmikroskopet, og dermed vil bruddflatens topografi tre mye klarere frem. Teknikken har vist seg å være av stor betydning ved studier av bruddmekanismer og bruddårsaker.

2.6 Repetisjonsspørsmål 1 Hvordan er et atom oppbygd? 2 Hva er et ion? 3 Hva slags ladning har alltid et metallion? 4 Hva er forskjellen på oppbygningen av krystallinske og amorfe stoffer?

31

5 Nevn noen amorfe stoffer. 6 Hvilke tre bindingstyper er vanlige, og hvordan kommer de i stand? 7 Tegn og forklar den metalliske bindingen. 8 Hvorfor er den elektriske ledningsevnen høy hos metallene? 9 Hvilke elektroner er det som danner elektronskyen? 10 Er metallbindingene sterke eller svake? 11 Hva mener vi med gitterstruktur? 12 Tegn og forklar de fire vanligste gitterstrukturene hos metallene. 13 Hvilken gitterstruktur har tettest kulepakning? 14 Redegjør for gitterstrukturene hos jern (Fe). 15 Hvordan oppstår forskjellen mellom heksagonal og kubisk flatesentrert gitterstruktur? 16 Hva mener vi med krystallstruktur? 17 Hvorfor får metallkrystallene en uregelmessig form? 18 Hvilke hovedtyper av krystaller har vi hos metallene? 19 Hva forstår vi med korngrenser (krystallgrenser), og hvordan er gitterstrukturen i korngrensene? 20 Vil materialer med henholdsvis polyedrisk og søyleformet krystallstruktur være isotrope? 21 Hva befatter metallografien seg med? 22 Hva er forskjellen på makroskopisk og mikroskopisk undersøkelse? 23 Hvorfor kan vi ikke bruke mikroskop med gjennomfallende lys til metallundersøkelser? 24 Hvor stor er maksimal nyttbar forstørrelse hos et lysmikroskop? 25 Hvordan lages et preparat som skal undersøkes i lysmikroskop? 26 Hva er den viktigste forskjellen på de to elektronmikroskoptypene?

32

3 Hvordan reagerer metallene på ytre krefter?

3.1 Innledning Et metallstykke som er utsatt for belastning, vil deformeres, først elastisk, deretter plastisk hvis spenningen er stor nok. En elastisk deformasjon definerer vi som en midlertidig formendring. Når spenningen blir borte, blir også formendringen borte. Plastisk deformasjon er varig formendring. Figur 26 viser forholdene.

Figur 26

Elastisk og plastisk deformasjon

3.2 Elastisk deformasjon Elastisk deformasjon utnytter vi i alle former for fjærer. Men alle konstruksjoner og gjenstander som blir belastet, er utsatt for elastiske deformasjoner. Det er derfor viktig å vite hvor de opptrer, og hvordan forskjellige materialer reagerer på belastninger. Fra fysikken kjenner vi Hooks lov for sammenhengen 33

mellom spenning og formendring. Vi husker at formendringen er proporsjonal med spenningen (innenfor visse grenser).

F=F

Figur 27

Forsøk for å utlede Hooks lov

Hooks lov kan utledes ved et enkelt forsøk: Vi belaster en stav og måler forlengelsen (figur 27). Vi får:

— = proporsjonalitetsfaktor, E E = elastisitetsmodul

A/ = /() • — 5

A/ _

F

V ~ *

1 E

A/ . • e , ---- = e = relativ forlengelse A) (tøyning) E — = a = spenning (N/mm2)

e

Setter vi opp spenningen som funksjon av relativ forlengelse i et diagram, blir det som vist på figur 28: a = e■E

Figur 28

34

Spenning som funksjon av relativ forlengelse

Av diagrammet ser vi at E = tan a. E-modulen angir altså stigningen på den rettlinjede kurven. E er en materialkonstant som er lik den teoretiske spenningen som må til for å forlenge en prøvestav elastisk med 100 %. Dette følger av formelen E = ~ = y. E-modulen angir direkte stivheten eller motstanden mot elastisk tøyning. Jo større E er, desto større er stivheten. Størrelsen av E er bestemt av bindingskreftene i atomgitteret. Den er uavhengig av varmebehandlingstilstand (fjærstål har samme E som bløtt stål), kaldbearbeidningsgrad og mindre endringer i sammensetning. For å minske den elastiske nedbøyningen i konstruksjons­ deler, for eksempel en stålbjelke, har det liten hensikt å skifte til et sterkere stål, fordi E-modulen er den samme. Det ser vi klart av formelen for nedbøyning:

48 E/min Skal den elastiske nedbøyning f minskes, må treghetsmomentet /min økes. Det vil si at tverrsnittet må økes eller profilet forandres (figur 29).

Materialer med stor stivhet har stor E, men er lite elastiske (metaller). Materialer med liten stivhet har liten E, men har stor elastisitet (gummi, figur 30).

Kurve 1: stål, E = 210 000 N/mm2 Kurve 2: Al, E = 70 000 N/mm2 Kurve 3: Gummi, E = 8 N/mm2

Figur 30

Elastisitetsmodulen Efor stål, aluminium og gummi

Knekking har med stivhet å gjøre. Jo større E-modulen er, desto større kraft må til for å få knekking (figur 31). 35

p_ TT2 EZmin

"

F"

Imjn = minste treghetsmoment

Figur 31

Knekking

1= lengden av staven

Når en elastisk formendring foregår, må det skje en forandring i atomgitteret. Som følge av spenningen vil atomene forskyves i forhold til hverandre. Avstandene vil endre seg noe, men hvert atom vil stadig omgi seg med de samme naboer (figur 32). Elastiske deformasjoner oppstår overalt der det er belastninger i en konstruksjon. En viktig oppgave for konstruktøren er derfor å vurdere forskjellige materialer og utførelser og beregne dimensjoner, slik at deformasjonene ikke fører til nedsatt funksjon eller skade på konstruksjonen.

før

Figur 32

Elastisk reaksjon i et atomgitter

De fleste metallene er mer eller mindre plastiske. Når spenningen økes tilstrekkelig, går den elastiske deformasjonen over i plastisk deformasjon. Men noen metallmaterialer oppfører seg sprøtt, for eksempel støpejern og herdet stål. Hvis vi strekker slike materialer, vil de ved økende spenning først forlenges elastisk. Så kommer de til et punkt der de plutselig ryker av, uten at det har foregått noen synlig plastisk deformasjon. Strekk-kurven viser da gjerne en liten avbøyning mot slutten. En trykkprøving av sprø materialer viser at trykkfastheten er flere ganger så stor som strekkfastheten. Det har sammenheng med virkningen av spenningskonsentrasjoner rundt mikrosprekker og andre feil som er mye mer kritiske i strekk enn i trykk. Fra et konstruksjons- og materialteknisk synspunkt bør vi unngå å bruke sprø materialer der det opptrer litt større strekkspenninger. Derfor blir et materiale som støpejern mest brukt i trykkbelastede konstruksjonsdeler.

36

3.3 Plastisk deformasjon 3.3.1 Atomplanglidning

Overskrides grensen for elastisk deformasjon ved at spenningen øker, overtar den plastiske deformasjonen. Spenningskurven bøyer av, og vi får en sterk tøyning som er karakteristisk for de fleste metallene (figur 33). I overgangsområdet mellom elastisk og plastisk deformasjon finner vi flytegrensen.

Figur 33

Spenningskurve ved plastisk deformasjon

Ser vi på atomgittermodellen. kan vi i forenklet fremstilling forestille oss at atomlagene skyves forbi hverandre, slik at det ene atomlaget glir på det andre. Siden alle atomene er like, kan det etableres nye bindinger når glidningen opphører, og strukturen er like ”hel”. Den totale glidningen er alltid lik et helt antall atomavstander (figur 34).

Figur 34

Atomplanglidning ved plastisk formendring

Ellers kan vi merke oss at evnen til elastisk deformasjon opprettholdes i det plastiske området. Det vil si at hvis prøven avlastes, fjærer den noe tilbake. Se figur 26. Glidningen skjer fortrinnsvis langs de tettest pakkede atomplanene. I en krystall som er utsatt for en strekkspenning, må glideplanet danne en vinkel forskjellig fra 90° med strekkretningen hvis det i det hele tatt skal være mulighet for glidning. Dessuten må spenningskomponenten r langs dette glideplanet (skjærspenningen) være tilstrekkelig stor (figur 35). Hvis crn (normalspenningen) er større enn materialets kohesjon (sammenbindingskrefter), vil vi få kløvning av krystallen uten deformasjon. Ved den tetteste kulepakningen er det i samme plan tre glideretninger som har minst motstand (figur 36). 37

Ingen glidning

Figur 35

Figur 36

Glideretninger

Strukturcellen viser at heksagonal gitterstruktur bare har én glideplanorientering, parallell med basisplanet, mens kubisk flatesentrert struktur har fire glideplanorienteringer (figur 37).

Figur 37

Glideplanorienteringer

Når det så er tre glideretninger i hvert glideplan, får vi 3 • 1 = 3 glidemuligheter i heksagonal og 3 • 4 = 12 glidemuligheter i kubisk flatesentrert gitterstruktur. Metallene er oppbygd av et stort antall små krystaller med tilfeldig orientering, materialet er polykrystallinsk. Skiftende orientering og krystallgrenser med uordnet struktur vil forstyrre

38

eller hindre glidningene i å forplante seg fra krystall til krystall. Et metall med hele 12 glidemuligheter i hver krystall vil generelt være langt mer duktilt (plastisk) enn et med bare tre glidemuligheter. Malinger viser stort sett også at kubisk flatesentrerte metaller er mer duktile enn heksagonale. Dette ser vi ved å sammenligne to metaller med omtrent samme smeltepunkt, hvilket indikerer at bindingskreftene (gitterkreftene) er like store: gitterstruktur

Aluminium (Al) k.fl.s. Magnesium (Mg) heksagonal

smeltepunkt

flytegrense

forlengelse

660° 650°

10 - 30 N/mm2 100 N/mm2

30 - 50 % 5-15 %

Atomplanglidningen skjer på mange plan samtidig. De parallelle glideplanene er gjerne samlet i grupper, såkalte glidebånd, og mellom glidebåndene er det områder der det ikke har vært noen glidninger (figur 38). Glidningene foregår først i plan som er orientert 45° med strekkretningen, fordi skjærspenningen r har sin største verdi ved denne vinkelen (se kapittel 4.2.4). Senere kan glidning eventuelt skje i andre plan med annen orientering i forhold til strekkspenningsretningen.

Figur 38

Glideplan i grupper, glidebånd

Figur 39

Liiderske linjer

39

Vi kan se glidebåndene som tydelige parallelle linjer på overflaten av polerte strekkstaver som strekkes over flytegrensen (flytelinjer eller såkalte "liiderske linjer , figur 39). Vi kan også se dem tydelig i mikroskop. 3.3.2 Dislokasjonen - en fundamental krystallfeil

Forklaringen foran på hvordan plastisk deformasjon kan foregå, virker nokså tilforlatelig: Atomplanene glir på hverandre, i større eller mindre grad, og langs forskjellig orienterte glideplan, alt etter størrelsen på spenningene. Men teoretiske betraktninger omkring forholdene viste i sin tid at det ikke kunne være fullt så enkelt. Hvis vi nemlig ut fra kjente materialkonstanter beregner den teoretiske skjærspenningen som må til for å få i stand en atomplanglidning der alle atomene i planet beveger seg samtidig, får vi T-verdier som er omtrent hundre ganger større enn de praktisk målte verdiene. Metallene er altså mye svakere enn de teoretisk skulle være. Avviket var så stort at det måtte være en fundamental feil et sted, og diskusjonene gikk sin gang. I 1930-årene fremsatte så forskere, med engelskmannen Taylor i spissen, denne påstanden: Dersom krystallene inneholder systematiske og ofte forekommende gitterfeil av en bestemt type, kan avviket mellom teoretiske og praktisk målte verdier bedre forklares, idet slike gitterfeil vil svekke krystallen og redusere kraftbehovet ved deformasjon. Feiltypen ble kalt dislokasjon (feilplassering), og den måtte opptre i stort antall. Senere ble det klarlagt at det også måtte oppstå dislokasjoner under selve deformasjonsprosessen for å gi fullgod forklaring. I 1930-årene fantes det ikke gode nok elektronmikroskoper som kunne bekrefte den nye teorien. Triumfen kom 25 år senere, da det lyktes å fotografere krystaller med innebygde dislokasjoner, akkurat som Taylor hadde forutsagt (figur 40).

Figur 40 Spor etter oppstuvede dislokasjoner ved korngrense i austenittisk, rustfritt stål, 10 000 x

40

I dag er dislokasjonsteorien alminnelig akseptert, og ved siden av selve glideprosessen forklarer den også andre forhold som vi skal komme tilbake til. Men hva er så en dislokasjon, og hvordan kan den nedsette krystallstyrken? Istedenfor at hele atomplanet glir samtidig, vil glideprosessen foregå slik: Glidningen starter i en gitterdefekt (dislokasjonen), og forplanter seg videre ved at atomrekkene flytter seg i små ”hopp”, inntil hele glideprosessen er avsluttet. Forutsetningen er altså en gitterfeil av en bestemt type, som kan tjene som startsted for atombevegelsene.

oooooooooooooooo o

ooooooooooooooo

oooooooooooooooo oooooooooooooooo oooooooooooooooo oooooooo

oooooooo

oooooo o o '< o o oooooo — —--- — _ _ X. _ _ _ — — — — ooo oooooooooooooo 1 ooooooooooooooooo

ooooooooo

oooooooo

ooooooooooooooooo ooooooooooooooooo ooooooooooooooooo • oooooooooooooooo o

Figur 41

Kantdislokasjon med gitterforstyrrelser

Den vanligste gitterfeilen er kantdislokasjonen. Den er et feilplassert atomplan som slutter midt inne i gitteret, et ekstra halvplan (figur 41). Slike ufullstendige gitterplan oppstår når krystallen dannes, for eksempel i en størkningsprosess. Gitterforstyrrelsene strekker seg langt utenfor selve halvplanet og forårsaker unormale spenningstilstander. Betegnelsen dislokasjon omfatter hele det påvirkede området. Hvis nå atomplanet rett under et ufullstendig plan virker som glideplan og skjærspenningen er stor nok, vil atomrekkene på oversiden av glideplanet flytte seg, men med bare en rekke om gangen. På denne måten vil halvplanet flytte seg, trinn for trinn gjennom gitteret, og til slutt er dislokasjonen skjøvet helt ut til enden. Den totale forskyvningen langs glideplanet vil være én atomavstand per dislokasjon (figur 42). 41

Figur 42

Atomplanglidning ved hjelp av dislokasjon

En glidebevegelse som foregår på denne måten, krever langt mindre skyvekraft enn om alle atomrekkene skulle skyves parallelt, med samtidig brytning av alle bindinger. To dislokasjoner som ligger på samme side av glideplanet, og som settes i bevegelse, vil føre til en forskyvning lik to atomavstander. To dislokasjoner som er plassert på hver sin side av et glideplan, vil oppheve hverandre, og forskyvningen blir lik null. Det må til en samlet forskyvning på ca. 1000 atomavstander for å gi et synlig glidebånd i mikroskopet. Antallet dislokasjoner i et udeformert metall er stort, og samlet dislokasjonslengde i 1 cm3 oppgis til ca. 10s cm. Det tilsvarer en gjennomsnittlig avstand på over 1000 atomer mellom hver dislokasjon. Men dette gir en for lav dislokasjonstetthet til å forklare den svekkelsen av metallet som vi registrerer. Til å begynne med tenkte man seg bare opprinnelige dislokasjoner som årsak til svakhetene. Det var altså ikke tilstrekkelig. Senere ble det påvist både teoretisk og virkelig at en glideprosess skaper nye dislokasjoner i stort antall, og det nettopp på de glideplanene som er i virksomhet. Antallet dislokasjoner kan bli opptil 10 000 ganger så stort ved sterk kalddeformasjon. Hvordan nye dislokasjoner skapes, ble forklart av Frank og Read, men dette skal vi ikke ta med her. Dislokasjonsteorien viste seg å gi en tilfredsstillende forklaring på deformasjonsmekanismen og styrkeproblemet. Triumfen var selvsagt stor da man mange år etter at teorien var fremsatt, kunne bekrefte forholdene eksperimentelt. 3.3.3 Kalddeformasjon - en metode til å øke styrken

Alle vet av praktisk erfaring at når et metallstykke deformeres, øker etter hvert motstanden i metallet. Hvordan forklarer vi så dette? - La oss tenke oss forløpet. Først begynner glidning på noen få plan i krystallen med utgangspunkt i opprinnelige dislokasjoner, som virker som kilder for dannelse av nye dislokasjoner. Glidningen krever en forholdsvis lav skjærspenning til å begynne med. Dislokasjonene passerer langs glideplanene, og de blir etter hvert fanget opp av hindre, for eksempel en korngrense. Herfra kan de utløse ny glidning i gunstig orienterte glideplan i nabokrystallen. Før eller senere stopper dannelsen av nye dislokasjoner på de gunstigst orienterte glideplanene. For å få 42

Figur 43 Punktfeil; fremmedatomer og vakans

nye glideplan i aktivitet må spenningen øke. Ny glidning skjer, helt til det ikke er flere muligheter på disse planene heller. Etter hvert må vi altså øke spenningen for å sette nye og mer ugunstig orienterte glideplan i aktivitet. På denne måten øker motstanden mot deformasjon, metallet fastner. En forsterkende faktorer at dislokasjoner som ligger i kryssende plan, vil fange opp andre dislokasjoner i bevegelse og på den måten hindre videre glidning. Ved sterk deformasjon er gitteret etter hvert blitt så gjennomsatt av dislokasjoner som er infiltret i hverandre, at videre plastisk deformasjon ikke er mulig. Økes nå spenningen ytterligere, får vi kløvningsbrudd ved at atomplanene rives fra hverandre og krystallen sprekker. Det kunne være interessant å vite hva slags materialstyrke feilfrie krystaller har, og se om vi kan bekrefte dislokasjonsteorien også på den måten. Problemet er bare at det er vanskelig å lage feilfrie krystaller. Men på tilnærmet perfekte jernkrystaller, fremstilt i trådform under spesielle forhold, er det målt skjærspenninger på 8000 N/mm2, mot teoretisk beregnet 13 000 N/mm2. Til sammenligning er skjærspenningen hos teknisk rent, polykrystallinsk jern omkring 100 N/mm2. Det som er sagt ovenfor om dislokasjonsteorien, er tilstrekkelig til å gi oss en forestilling om hvordan plastisk deformasjon foregår i metallene. Kantdislokasjonen er grunnlag for en enkel forklaring, men vi må for ordens skyld tilføye at det også fins andre dislokasjonstyper (skrudislokasjon) og andre deformasjonsmekanismer (tvillingdannelse). Men det er i denne forbindelse ikke nødvendig å komme nærmere inn på dette. En mer tilfeldig type feil må vi likevel nevne. Det er de såkalte punktfeilene, som oftest består av fremmedatomer. De fins i alle metallgitre, som forurensning eller som legeringselement hvis de er bevisst tilsatt. I siste tilfelle opptrer fremmedatomene ofte i større mengder, og de kan være ujevnt fordelt i gitteret. Dette vil bli mer utførlig behandlet i kapitlet om legeringer. Videre må vi nevne ubesatte gitterplasser, en feiltype som blir kalt vakanser (figur 43). De spiller en stor rolle for diffu­ sjon (se kapittel 6.4.3). Punktfeilene er også årsak til forstyrrelser i gitteret, men rekkevidden er atskillig kortere enn hos dislokasjonene. Likevel er punktfeilene viktige fordi de er med på å hindre dislokasjonsbevegelsene. Dermed bidrar de til økt materialstyrke.

43

3.4 Repetisjonsspørsmål 1 2 3 4 5

6

7 8 9

10 11 12 13 14

15 16 17 18 19

20 21

44

Hva kjennetegner elastisk deformasjon? Utled Hooks lov. Hva mener vi med relativ forlengelse? Tegn diagrammet som viser sammenhengen mellom relativ forlengelse og spenning for en elastisk deformasjon. Hvordan er atomenes posisjoner under og etter en elastisk deformasjon? Hvordan definerer vi E-modulen, og hvordan kan den oppfattes? Vil E variere mye for samme materialtype? Hvordan er sammenhengen mellom E-modul og elastisitet? Vis ved beregning at en aluminiumsbjelke har en elastisk nedbøyning som er tre ganger så stor som en stålbjelke med samme dimensjoner. Hva kjennetegner plastisk deformasjon? Hvordan ser e - cr-diagrammet ut for et metall som blir utsatt for plastisk deformasjon? Hva kaller vi den praktiske grensen mellom elastisk og plastisk deformasjon? Hvordan foregår plastisk deformasjon i krystallene? Hvilke atomplan vil glidebevegelsen først skje på ved plastisk deformasjon? Hva mener vi med duktilitet? Hvilken gitterstruktur er mest duktil, og hvorfor ? Hva er glidebånd? Tegn og forklar hva en kantdislokasjon er. Hvorfor krever atomplanglidninger mindre kraft når det er dislokasjoner til stede? Nevn noen forskjellige typer gitterfeil. Hvordan forklarer vi fastning i metaller som blir kalddeformert?

4 Hvordan prøves de mekaniske egenskaper?

4.1 Innledning I innledningskapitlet kom vi inn på at begrepet styrke ikke var entydig, men kunne ha forskjellig betydning. Ved siden av styrke er det andre egenskaper vi er interessert i, for eksempel seighet, hardhet og slagfasthet. Med et fellesnavn kaller vi disse egenskapene for fasthetsegenskaper. Fasthetsegenskapene uttrykker evne til å tåle forskjellige slags belastninger, og ved hjelp av forskjellige prøvemetoder kan vi tallfeste fasthetsegen­ skapene ved måling. De fasthetsegenskapene vi måler, er ikke fysiske konstanter slik som tetthet, smeltepunkt eller ledningsevne. Størrelsen på fasthetsegenskapene er nemlig avhengig av hvordan vi måler, det vil si av prøvemetode og prøvebetingelser. For at vi skal kunne sammenligne og vite hva vi snakker om, må prøvemetodene være standardisert. En annen gruppe egenskaper som også er nyttige å kjenne, er formingsegenskapene, også kalt teknologiske egenskaper. Disse egenskapene sier noe om evnen til å la seg forme på forskjellig vis, og de kommer frem gjennom smiprøver, sveiseprøver, dyptrekksprøver ofl. Prøvemetodene er bare i liten grad standardisert. Materialprøving kan også omfatte kjemisk analyse for å bestemme sammensetning, metallografisk undersøkelse for å bestemme struktur, og endelig de såkalte ikke-destruktive metodene (røntgen, ultralyd) for å undersøke usynlige feil (sprekker, porer, hulrom). I snever forstand har materialprøvingen til oppgave å fastslå materialenes egenskaper. Materialdata kan vi bruke pa en rekke områder, for eksempel:

• som underlag for tekniske beregninger • som hjelpemiddel for produksjonskontroll • som leverings- og mottakskontroll (sertifikater) 45

• som grunnlag for reklamasjoner • som ledd i utvikling av nye materialer • som ledd i undersøkelser av tekniske uhell og ulykker

Vi skal i første omgang ta for oss prøving av de viktigste fasthetsegenskapene. Til dette er det utviklet forskjellige prøvemetoder som blir beskrevet nedenfor, sammen med de prøvestaver som er nødvendige for målingen. Prøving av fasthetsegenskaper hører til de såkalte destruktive metoder. Det vil si at det må forarbeides spesielle prøvestaver som blir ødelagt under prøvingen. Vi skiller gjerne mellom statiske prøvemetoder, der belastningen holdes konstant eller forandres langsomt (strekkprøving, hardhetsprøving), og dynamiske prøvemetoder, som har hurtige belastningsøkninger eller -variasjoner (slagseighetsmåling, utmattingsprøving).

4.2 Strekkprøving

bjelke for bøyeprøving

manometer med hoved- og -----slepeviser

øvre innspenning bakke

prøvestav

nedre innspennings bakke

Figur 44 Universalstrekkprøvemaskin med hydraulisk kraftoverføring. Den kan også brukes til bøyeprøving, trykkprøving og dyptrekksprøving

46

Ved strekkprøving blir en prøvestav langsomt strukket til brudd. Strekkprøvemaskinen har hydraulisk kraftoverføring med trinnløs regulering av strekkhastigheten. Den har manometer for avlesning av kraften, som oftest kombinert med automatisk opptegning av strekkdiagrammet (figur 44). Strekkhastigheten skal ikke overstige 15 % av prøvestavlengden per minutt i det elastiske området. Det betyr at en prøvestav med 100 mm målelengde kan strekkes med en hastighet opptil 15 mm/minutt. I det plastiske området kan hastigheten økes inntil 50 mm per minutt. De materialdata vi får frem ved vanlig strekkprøving, er:

A*c

flytegrense Rm strekkfasthet A bruddforlengelse Z bruddkontraksjon (innsnøring)

(tidligere crF) (tidligere crB) (tidligere 5) (tidligere t0 . Når temperaturen synker, vil det ikke skje noen endringer i smeltebadet før vi når t0. Litt under t0 vil det felles ut krystaller. Hvis vi analyserte de første krystallene, ville vi finne at de hadde en annen sammensetning enn c. Denne sammensetningen kan vi finne ved å trekke en horisontal linje mot høyre i diagrammet. Der linjen (isotermen) skjærer solidus, finner vi konsentrasjonen a} av utfelt fast stoff. Ved en lavere temperatur t2 er sammensetningen av de utfelte krystallene a2. Smeltefasens sammensetning er nå s2. Krystaller med konsentrasjon a2 står altså i likevekt med smelte med konsentrasjon s2. Ved temperatuen tn er alt størknet, og krystallene skal nå ha fått konsentrasjonen c, som smeltefasen opprinnelig hadde. Siste smelterest hadde da konsentrasjonen ,sn . Det skisserte størkningsforløpet forutsetter at det hele tiden skjer en konsentrasjonsutjevning i og mellom krystallene etter hvert som de dannes og vokser videre. Dette skjer imidlertid aldri fullt ut i praksis. Tvert imot er det nokså vanlig med 104

ujevnheter i konsentrasjonen. Fenomenet kalles krystallseigring, og det må vi studere nærmere.

Figur 109

Størkningsforløpet av en legering Sc

Vi går tilbake til utfellingen av de første krystallene som hadde konsentrasjonen . Når temperaturen synker, vil krystallene vokse, og de nye lagene får konsentrasjonen a2 • Den samme konsentrasjonen får nye krystaller som dannes. Gjennomsnittlig konsentrasjon av alt som hittil er størknet, blir da a2\ (figur 110).

gjennomsnittlig konsentrasjon: a2'

Slik vil det fortsette. Den gjennomsnittlige konsentrasjonen vil hele tiden være høyere (mer nikkel) enn soliduskurven viser. Tilsvarende må da smeltekonsentrasjonen være lavere (mindre nikkel) enn liquidus viser. Resultatet blir at vi får en ujevn fordeling av komponentene og en senkning av soliduskurven. Forholdene kan bedres ved å la avkjølingen skje langsomt, men 105

i praksis må vi alltid regne med konsentrasjonsforskjeller. Legeringssystemer som har full oppløselighet i fast tilstand, fins det mange av. Men de fleste er kombinasjoner av forholdsvis sjeldne metaller. Alminnelig interesse har bare systemet kobber-nikkel. Den største anvendelsen av kobbernikkel-legeringer er til elektriske motstander og til korrosjonsbestandige materialer. Når vi gjennomgår størkningsprosessen for dette systemet såpass detaljert, er det fordi den delvis foregår på samme måten i legeringer av type 3 (delvis oppløselighet i fast tilstand), som også danner blandkrystaller. Vi nevnte foran at fasenes oppbygning og fordeling var viktig for legeringens egenskaper. Siden de enkelte faser oftest består av blandkrystaller, vil blandkrystallenes sammensetning være medbestemmende for egenskapene. Selv om kobber- og nikkelatomene er nokså like i størrelse, vil likevel gitterstrukturen bli påvirket. Forskjellen i atomdiameterne vil gjøre at gitterplanene ikke blir helt jevne, men får en viss uregelmessighet rundt fremmedatomene (figur 111). Dette fører til at motstanden mot glidning øker. Et resultat av innlegering er altså at flytegrensen stiger og seigheten avtar. Det blir også forandringer i resistansen og andre egenskaper.

Figur 111

Fremmedatomer i gitteret skaper uregelmessigheter

6.3.3 Komponentene er ikke oppløselige i hverandre i fast tilstand

Som eksempel på dette legeringssystemet kan vi velge kadmium og vismut (Cd og Bi), som har følgende egenskaper:

tetthet smeltepunkt gitterstruktur atomdiameter antall bindingselektroner

kadmium (Cd)

vismut (Bi)

8,7 321° heksagonal 0,30 nm 2

9,8 271° rombisk 0,34 nm 3 eller 5

Forskjellen på de to atomene er så vidt stor at metallene ikke er oppløselige i hverandre i fast tilstand. Det betyr at de ikke kan bygge opp en felles gitterstruktur. Når en smelte av kadmium og vismut størkner, vil det derfor skilles ut (tilnærmet) rene kadmium- og vismut-krystaller.

106

Hvis vi går frem som i forrige eksempel og tar termiske analyser av en del legeringer i systemet, får vi de temperaturforløpene som er vist på figur 112.

Figur 112 Termiske analyser og fasediagram for kadmiumvismut-systemet

Som vi ser, er kurvene nokså forskjellige fra dem vi fikk i kobber-nikkel-systemet. De øvre smeltepunktene synker når vi tilsetter legeringskomponent til rent metall, mens nedre smeltepunkt er konstant for samtlige legeringer. Én bestemt legering E størkner isotermt, det vil si med et fast smeltepunkt, i likhet med et rent metall. Som sist forbinder vi punktene med linjer. Liquiduskurven gjennom alle r0 får to grener som møtes, AE og CE. Solidus blir en rett linje som vi forlenger ut til B og D. Linjestykkene AB og CD må også betraktes som deler av solidus. Diagrammet blir helt annerledes enn kobbernikkel-diagrammet, og det måtte vi vente, fordi systemets komponenter er uløselige i hverandre i fast tilstand. Det mest iøynefallende trekket er at liquidus og solidus møtes i punktet E. Dette punktet kalles eutektikum, som kan oversettes med lettsmeltelig. En eutektisk legering vil, som både fasediagrammet og den termiske analysen viser, ha en konstant størkningstemperatur som er lavere enn størkningstemperaturen til begge de rene komponentene. Men la oss studere diagrammet litt mer detaljert: Vi velger en legering med konsentrasjon c (figur 113), og følger størkningsforløpet. Til å begynne med er temperaturen t> , alt er smeltet, og smeltefasen er en homogen oppløsning av kadmium og vismut. Når temperaturen synker under t0 , begynner størkningen med utfelling av krystaller. Det vil si at smeltebadet deler seg i to faser, en flytende og en fast. 107

Figur 113 Fasediagrammet Cd-Bi med strukturbilder og mengdefordeling

Siden kadmium og vismut ikke er oppløselige i hverandre i fast tilstand, må de utfelte krystallene være rent kadmium. Dette ser vi ved å trekke isotermen gjennom . Den skjærer solidus (AB) i punktet k}, og viser at de utfelte krystallene må ha sammensetningen 100 % kadmium. Siden smeltefasen blir fattigere på kadmium når det utfelles kadmiumkrystaller, får smelteresten sammensetningen 5]. Ved temperaturen t2 har smelteresten fått sammensetningen s2, mens krystallmassen k2 som er økt, stadig består av 100 % kadmium. Det er hele tiden likevekt mellom krystaller og smelte. Denne likevekten er temperaturavhengig. Ved en bestemt temperatur er det felt ut en bestemt mengde krystaller som står i balanse med smeltefasen, som også har en helt bestemt sammensetning. Så lenge det er kadmiumkrystaller til stede, må smeltebadet være mettet med kadmium. Når temperaturen har nådd fe (eutektisk temperatur), er det skilt ut så mye kadmiumkrystaller at smelteresten har fått eutektisk sammensetning, sE . Siden liquidus på høyre side av E bøyer oppover, er det ingen mulighet for at smeltefasen skal kunne eksistere videre ved fortsatt temperaturfall. Smeltefasen må derfor nå felle ut både vismut- og kadmium­ krystaller. Vi kan også se det på denne måten: en smeltefase med sammensetningen sE og temperatur te vil være mettet på begge komponenter, og må følgelig ved videre avkjøling skille ut begge krystalltypene. Mens de utfelte kadmiumkrystallene 108

over te var relativt grove, blir utfellingen av vismut og kadmium fra den eutektiske smeltefasen finkornet. Dette kommer av at smeltebadet vekselvis blir overmettet på den ene eller andre komponenten når de respektive krystallene blir utskilt. Ofte er den eutektiske strukturen (også kalt bare ”eutektikum”) så fin at det kan være vanskelig å se de to fasene den består av, selv med stor forstørrelse i mikroskopet (figur 114). Tilsynelatende er eutektikum et ensartet strukturelement, men det er altså bygd opp av to faser, rene vismutkrystaller og kadmiumkrystaller i dette tilfellet. Nedkjølingen av legeringen c videre til romtemperatur fører ikke til noen forandringer.

200x

Figur 114

Eksempel på svært finkornet eutektisk struktur (Al-Mg)

Hvis vi ser pa noen andre legeringer i systemet kadmiumvismut, vil størkningen skje på samme måte som beskrevet ovenfor. På venstre side av E får vi først utfelt kadmium­ krystaller fra smeltefasen, på høyre side vismutkrystaller. En smelte som har konsentrasjon E (ca. 60 % vismut), vil ikke begynne å størkne før temperaturen er 146°, og den blir i sin helhet eutektisk. Diagrammet under fasediagrammet, figur 113, viser mengdeforholdene av de forskjellige strukturbestanddeler, kadmiumkrystaller, vismutkrystaller og eutektikum (kadmium + vismut). Det virker kanskje underlig at smeltepunktet for vismutrike legeringer synker når vi blander inn mer kadmium, som har et høyere smeltepunkt. Årsaken er at den såkalte dynamiske likevekten som består mellom vismutkrystallene og smeltefasen, blir forstyrret. I en dynamisk likevekt vandrer vismutatomene frem og tilbake 109

mellom krystallfasen og smeltefasen. Men det er til ethvert tidspunkt et konstant antall vismutatomer i hver fase. Det går altså like mange vismutatomer i hver retning. Hvis vi nå tilfører mer fast kadmium til systemet og holder temperaturen konstant, vil kadmiumkrystallene oppløses i smeltefasen. I virkeligheten har vi fortynnet smeltebadet, det vil si at det har fått en lavere vismutkonsentrasjon. Men dette betyr igjen at likevekten blir forstyrret, og at smeltefasen ikke lenger kan levere fra seg like mange vismutatomer til vismutkrystallene som den selv mottar fra vismutkrystallene. Resultatet blir at alle vismutkrystallene går i oppløsning. Skal ny utskilling av vismutkrystaller finne sted, må temperaturen senkes til den nye liquidustemperaturen, slik at ny likevekt kan innstille seg (figur 115).

Figur 115 Hvis vi senker vismutkonsentrasjonen i en legering c ved å tilsette mer kadmium, forstyrrer vi likevekten mellom smeltefasen og de utfelte vismutkrystallene. Krystallene vil gå i oppløsning, og først ved en lavere temperatur vil det instille seg en ny likevekt

Forholdet kan sammenlignes med et system vi alle kjenner, nemlig sjøvann, som er en oppløsning av visse salter, mest natriumklorid (NaCl). Vann størkner ved 0°, natriumklorid ved 801°. Likevel synker vannets frysepunkt når vi løser salt i vannet. Sjøvann inneholder ca. 3,5 % salter, og øvre størkningspunkt ligger på -3°, nedre på -21°, som er eutektisk temperatur. Oppløsninger av salt og vann vil fryse på samme måten som kadmium-vismut-legeringer ved at det utskilles en ren isfase, og saltet oppkonsentreres etter hvert i smeltefasen (vannet). Den eutektiske sammensetning for H2O-NaCl ligger på 22 % NaCl. Eutektiske blandinger av is og salt ble tidligere mye brukt til såkalte kuldeblandinger, som ga temperaturer ned til -21°. Rene kadmium-vismut-legeringer har neppe noen praktisk anvendelse, men elementene brukes ofte sammen med andre lavtsmeltelige metaller til smeltesikringer og lignende formål. 110

Eutektiske systemer av type 2, der komponentene ikke er oppløselige i hverandre i fast tilstand, forekommer nesten ikke i praksis. Selv systemet kadmium-vismut har en viss, men liten, oppløselighet i fast tilstand. Legeringssystemer av type 1 og 2 representerer altså ytterpunktene, og er for så vidt sjeldne. Det er likevel nødvendig å behandle dem så vidt inngående som vi har gjort, fordi vi finner igjen trekk fra begge systemers diagrammer og størkningsforløp hos legeringssystemer av type 3 (delvis oppløselighet i fast tilstand). Nå må imidlertid også type 3 behandles på prinsipielt grunnlag. I praksis finner vi en mengde varianter av fasediagrammer. Men behersker vi de tre grunntypene, vil vi uten særlige vanskeligheter klare å tolke de alminneligste fasediagrammer vi senere støter på. 6.3.4 Komponentene er delvis oppløselige i hverandre i fast tilstand

At komponentene er delvis oppløselige i hverandre i fast tilstand, må bety at fasediagrammet blir en mellomting mellom type 1 og type 2. Det fører til at diagrammet må ha et eutektisk punkt, samtidig som komponentene må danne blandkrystaller inntil en viss konsentrasjon (figur 116).

Figur 116 a: blandkrystallområde med maksimalt H % B i krystallene [3: blandkrystallområde med maksimalt 100-1 % A i krystallene

Et slikt system kan for eksempel se ut som på figuren, der de nye linjene DH og Fl er faselinjer som markerer maksimal oppløselighet i fast tilstand. Legeringer i konsentrasjonsområdet A-H vil bestå av «-blandkrystaller med inntil H % B-atomer. Tilsvarende vil legeringer i området 1-B bestå av /3-blandkrystaller med inntil 100 -I % A-atomer. Betegnelsene a og /3 betyr at blandkrystallene har overvekt av A-, henholdsvis B-atomer. 111

En eutektisk legering E vil bestå av finfordelte a-blandkrystaller med H % B og /3-blandkrystaller med 100 - I % A. Legeringer mellom E og D vil bestå av primære o-blandkrystaller + eutektikum, mens legeringer mellom E og F på samme måte vil bestå av /3-blandkrystaller -F eutektikum. a og /3 danner hver sin fase, mellom H og I er altså legeringene tofaset. Det er sjelden at blandkrystallene har konstant oppløselighet ved fallende temperatur, slik som i diagrammet ovenfor. Som regel avtar oppløseligheten når temperaturen synker. I fasediagrammet kommer dette til uttrykk ved at faselinjene DEI og Fl bøyer av (figur 117). Et slikt forløp kompliserer strukturforholdene. La oss se på hva som vil skje med en legering c i systemet A-B ved avkjøling.

Figur 117 Fasediagram med avtagende oppløselighet i fast fase på begge sider av diagrammet

Forløpet mellom t0 og tn blir som tidligere forklart under systemet kobber-nikkel. Det utskilles blandkrystaller som ved fullstendig likevekt har sammensetningen c ved temperaturen tn. Mellom tn og skjer det ikke noe med blandkrystallene. Men når faselinjen DH passeres, skjer en forandring. Faselinjen representerer jo grensen for oppløselighet av B-atomer i ct-krystallene, og under r0 kan ikke a-krystallene holde på alle B-atomene lenger. Overskuddet må altså skilles ut på en eller annen måte. Denne utskillingsprosessen foregår hele tiden mens temperaturen synker. Vi ser av diagrammet at mengden av B-atomer som utskilles, stadig må øke. Ved romtemperatur er innholdet av B-atomer i a-krystallene lik H. Men hvor blir det så av de utskilte B-atomene? De kan ifølge fasediagrammet ikke utskilles som ren Bkomponent. Men det er en annen mulighet, og det er at de opprinnelige a-krystallene også avgir noen A-atomer, slik at A

112

og B sammen kan bygge opp en /3-fase. Sammensetningen ved temperaturen t0 av fasen er gitt ved /3'. Ved sakte avkjøling kan denne fasen utfelles langs korngrensene, mens utfellingen ved hurtigere avkjøling kan bli meget finfordelt inne i «krystallene (figur 118). Utfellingen blir ofte undertrykt ved hurtig avkjøling. En legering med konsentrasjon mellom D og E vil utskille primære «-blandkrystaller fra smeltefasen. Ved temperaturen fe vil disse ha konsentrasjonen D. Smelteresten vil ha konsentrasjonen E, som ved størkning går over i en eutetisk struktur. Den består av «-krystaller med konsentrasjonen D og /3-krystaller med konsentrasjonen F. Litt under temperaturen te vil altså strukturen se ut som på figur 119.

t< t0 sakte avkjøling, sekundær utfelling av /3-fase i korngrensene

t Tantal

Wolfram

Rhenium

Os Osmium

83 i 104

18 32 18

8

2 Ca

Mangan

l 95.9 18

73 «

l

58

l

18 f 1401

Symbol Navn

l

18 s' o

Ce 2

2

Forklaring

40.1

Fe

Molybden Technetium Ruthenium

Cerium

Elektronfordeling

55.8

14

Zr >2 Nb “ Mo 4 Tc '

La 1° Hf ! Lantan

26

54.9

13

42

l 18

92.9

18 18 32 1 785 32

18 138,9

25 .

52.0

Krom

41

l 18

24 s

Cr 2 Mn 2

V

Vanadium

Zirkonium l

l 13

50.9

Ti 2

l 18 10

18

137.3

(226)

_

Titan

39

Ra \ Ac

Fr *

Francium

10 2

56 2 , 57

88 ; 18 32 18

45.0

Yttrium

Barium

i 87

22

Sc

l 18

Ba \

Cesium

l

Scandium

Strontium

55

(223)

2

21

Sr ’

Ri) ’

Cs 2

18 J8 32 18

l 9

Kalsium

85. 5

Rubidium i 18 18

4

6.94

l

90

18 32 18

232

_

Thorium

140.9

8 18 32 20

60

18 R2 0

Pr 2

Praseodym

«• Th ’

* *

59 \

91 (231)

Nd Neodym

8 18 32

61

I44-2

92 238

Pa ’

Protac­ tinium

8 18

U Uran

Pm Promethium

93

i 18 32

(237)

f

Np

Neptunium

GASSER

2

2 4.00

He

IKKE-METALLER

c Karbon

B Bor

1

27 ;

28

15

58.9

58.7

2

Co 1

16

45

18 102.9

Rhodium

18 32

192.2

18 32

78 195.1

Indium

.2 18 24 s

Sølv

62 ;

18

150.4

79

l

Platina

197.0

Gull

63 18

25 152.0

o

2 Sm 2

25

18 32 24

82

94 (242)

l

18 32

95 » (243)

18 32 25 *

Pu 8 Am ’

Plutonium.

Americium

18

69.7

J 18 32

18

204,4

;8

(247)

Cm \ Curium

18 32

Thallium

18

158.9

207.2

Ne

Nitrogen

Oksygen

97 (247)

6

s

74.9

35.5

Arsen

18

Se ’

52

18 121.8

83

l

18 32

209.0

18 32

Argon

35 «

36

79.9

83.8

18

Kr Krypton

53 1

54

l 18 126.9

18 131.3

1

•’ Xe

Tellur

Xenon

Jod

84

l

(210)

18 32

l

Ar

Brom

l •8 127.6

39.9

Br

Selen

51

8

Klor

79.0

As 6

18

Cl

34 1

l 18

Neon

17 ;

7

32.1

Svovel

33

l 18

Fluor

16 i

15 } 31.0

Fosfor

Bly

66

l

18 28 >62.5 29 t o

Tb 2

18 32

F

p

l

18 32

67 164.9

l

(249)

18 32

99 (254)

r Cf 298 Es

68

l

18 8° o

Dy 2 Ho 2

98

Polonium

Vismut

Terbium Dysprosium Holmium

96 »

0

85

l

86

(210)

18 32

(222)

ti r Pb r Bi '' Po r At i’ Rn

64 2 , 65 , 157.3

N

Antimon

82

l

10

l

20.2

5

Tinn

Indium 18 32

9

In • Sn “ Sb 618 T Te i‘

, 81 80 2

18 f o

18 118.7

18

5

19.0

Germanium

114.8

Cd ’’

i8 Hg Kvikksølv

72.6

: 8 16.0

49 1 50 J

— .

200.6

18

14.0

Ga 4 Ge Gallium

18 112.4

Gd 2

Eu 2

31 1 32

48

Samanum Europium Gadolinium l

Silisium

Kadmium

Pt 18 Au

Ir :

o

Aluminium

Sink

47

18 32

Si

Zn 3

Pd '* Ag 2

77 \

\

Ai 65.4

18 107.9

Palladium

28.1

18

•8

Rh °

14 1

4

63.5

Cu 2

18 106.4

l

27.0

30 1

46 »

i

13

3

J

Kobber (bm ) Kopar (nyn )

Nikkel

l

29

Ni

Kobolt

»

l 18

7

12.0

10.8

METALLER

6 =

5 1

}

Helium

167.3

69 82

l

18 s' o

168.9

18 g2 o

Thulium

8 100 3 18 18 32 (253) 32

70

18 173.0

22

71 175.0

Yb

Lu Lutetium

101 8 102 (256)

l

Ytterbium

Er 2 Tm 2 Erbium

Radon

Astat

18 32

(254)

3 18 32

103

32

1

(257)

f Fm 8 Md ’ Lr No ’ z MendeleBerkelium Californium Einsteinium Fermium Nobelium Lawrencium vium

Bk ■

159