Metalliske materialer : struktur og egenskaper [3 ed.] 8251911184 [PDF]

Zitiervorschau

a. almar-næss

METALLISKE MATERIALER STRUKTUR OG EGENSKAPER

TREDJE UTGAVE

5. opplag

NBRDEPOTBIBLIOTEKET POSTBOKS 278 8601 MO

TAPIR FORLAG

© TAPIR FORLAG ISBN 82-519-1118-4 Det må ikke kopieres fra denne boka ut over det som er tillatt etter bestemmelsene i "Lov om opphavsrett til åndsverk", "Lov om rett til fotografi" og "Avtale mellom staten og rettighetshavernes organisasjoner om kopiering av opphavsrettslig beskyttet verk i undervisningsvirksomhet". Brudd på bestemmelsene vil bli anmeldt.

Første utgave Andre utgave

Tredje utgave

1967 1969 1975 1976 1977 1978 1979 1980 1983 1985 1989 1993

Trykk: Tapir Bind: Gjøvik Bokbinderi A/S Omslag: Leif Gaustad

FORORD

”Metalliske materialer” er først og fremst skrevet som lærebok for begyn­ nerundervisningen i mekanisk teknologi ved maskinavdelingen ved Norges tek­ niske høgskole, og både disposisjon og stoffvalg er avpasset for dette formål. Materiallære er ikke eget fag ved den videregående skole i Norge, og stu­ dentene møter faget første gang i første studieår ved NTH. Undervisningstiden er begrenset og faget er omfattende, og i et begynnerkurs må det legges stor om­ tanke i å finne et riktig siktepunkt for opplæringen og å avpasse stoffet derefter. I utgangspunktet bør et innførende kurs i materialer legge hovedvekten på grunnleggende begreper og prinsipper, først og fremst ved å vise sammenhengen mellom struktur og egenskaper, og hvorledes strukturen kan kontrolleres. Dette kan gjøres uten å gå i detalj om de enkelte legeringer slik at oversikten beholdes. Gode grunnleggende kunnskaper er også avgjørende for en videregående utdan­ nelse i faget, enten den skjer i valgfrie hovedfagskombinasjoner senere i studie­ tiden, eller når oppgavene krever det i tiden som praktiserende ingeniør. Man ut­ danner ingeniører hvis hovedinnsats skjer 15-30 år efter eksamen, og ingeniøren må regne med en kontinuerlig oppfølging av sine kunnskaper. Dette gjelder ikke minst på området materialteknikk, hvor mange nye materialer er blitt utviklet i løpet av de siste 30-40 år. Som eksempel pekes på det store forskningsarbeid som foregikk i 1950-årene, og som førte til at høyfaste og sprøbruddsikre konstruksjonsstål kom på markedet omkring 1965. Det er all grunn til å tro at denne vekst vil fortsette, og vi nevner i denne sammenheng det store arbeid som pågår idag i forskningslaboratorier i hele den industrialiserte verden for å finne frem til realistiske data for utmatningsfastheten av sveiste forbindelser i stål. På den annen side venter man at den nyuteksaminerte ingeniør også vet noe om egenskaper hos aktuelle materialer på det tidspunkt han begynner sin karriere, og konkrete kunnskaper om materialer er også en nødvendig forut­ setning for et godt utbytte av øvelsesarbeidene senere i studiet. I ”Metalliske materialer” er de grunnleggende forhold mellom struktur og egenskaper behandlet felles for alle metaller og legeringer i bokens første 222 sider. Denne del inneholder også et forholdsvis fyldig kapitel om metallenes mekaniske egenskaper, hvorledes de måles og deres betydning for funksjons­ dyktigheten i maskintekniske konstruksjoner. Derefter er de enkelte metaller og legeringer beskrevet hver for seg med mer detaljert gjennomgåelse av kjemisk sammensetning, struktur og egenskaper. Også her er det lagt vekt på å forklare forbindelsen mellom egenskaper og struktur, og hvorledes strukturen kan kon­ trolleres ved varmebehandling og plastisk bearbeiding, og ellers å opprettholde tilknytningen til de almengyldige prinsipper som er forklart i bokens første del.

- VI -

Boken dekker mer enn hva som kan overkommes i et grunnleggende kurs. Til dels er dette ment som en utfordring til den spesielt interesserte student, til dels kan en noe bredere fremstilling være nyttig ved senere øvelsesarbeider med materialteknisk tilkytning. Jeg håper ellers at boken kan bli til nytte for den praktiserende ingeniør. Begynnerkurset bør omfatte det vesentligste av den grunnleggende del frem til side 222. Til dette kan så legges en gjennomgåelse av et passende utvalg av de mest brukte legeringer. Boken forutsetter ikke forkunnskaper ut over de studenten har fått i den videregående skole. Noen avsnitt er satt med skygget tekst og er utdypninger av emnet, enten i teoretisk eller anvendt retning. De er ikke nødvendige for for­ ståelse av boken forøvrig. Stoffvalget og fremstillingen er foretatt efter mange og lange diskusjoner med medarbeidere ved Instiuttt for mekanisk teknologi ved NTH, med prakti­ serende ingeniører og med studenter som har gjennomgått kurset. Min kone har skrevet manuskriptet på maskin, lest korrektur, rettet feil, tekstet og redigert figurer og har vært språklig veileder. Ingeniør Per Molde har tegnet de fleste figurene. Jeg sier min beste takk til alle og en spesiell takk til min kone, som ikke bare har gjort et stort og viktig arbeid, men også har forstått at å skrive en bok tar på både krefter og humør. Tapir forlag har det vært en glede å sam­ arbeide med. Ellers retter jeg oppmerksomheten mot bokens to tillegg. Det ene er et utdrag av Norske Standarder om materialer som gjengis med imøtekommenhet fra Norges Standardiseringsforbund, og som er ment å være en hjelp ved studentøvelsesoppgaver.

Trondheim, januar 1981. Almar-Næss Trykkfeil og mindre heldige formuleringer og skisser er rettet. Standarder er ajourført. Trondheim, september 1985.

Almar-Næss Avsnittet om anvendelse av magnesium er oppdatert. Åsgårdstrand, august 1989. Almar-Næss

To tilføyelser er foretatt i 1993-utgaven:

1. Et avsnitt om bruk av aluminium i offshore konstruksjoner. 2. Et kapittel om bruddmekanisk vurdering av sveisefeil.

Åsgårdstrand, januar 1993. Almar-Næss

INNHOLD TREKK AV METALLENES HISTORIE

1

METALLENES KRYSTALLINSKE NATUR Innledning Metallenes gitterstruktur Kubisk romsentrert struktur Kubisk flatesentrert struktur Tetragonal romsentrert struktur Tettpakket heksagonal struktur Krefter mellom atomene Metallenes kornstruktur

9 9 10

METALLOGRAFISKE METODER Bruddflateundersøkelser (fraktografi) Mikroundersøkelser Makroundersøkelser Termiske undersøkelser Dilatometerundersøkelse

20

FASER OG FASEDIAGRAMMER En-komponent systemer To-komponent systemer

31 32 33

LEGERINGER Fasediagrammer for binære legeringer Full løselighet i smeltet tilstand, ingen løselighet i fast tilstand Full løselighet i smeltet og fast tilstand (énfaselegeringer) Krystallseigring Blandkrystallers egenskaper Full løselighet i smeltet tilstand, delvis løselighet i fast tilstand Mellomliggende (intermediære) faser og kombinerte systemer Termodynamiske betraktninger om legeringer Fri entalpi Tolkning av fasediagrammene med grunnlag i fri entalpi begrepet Atomære betraktninger om blandkrystaller

13 17

Qj 38

55

60

- VIII -

STØRKNING Kimdannelse Kornstruktur

63 63 66

DEFORMASJON AV METALLER OG LEGERINGER Elastisk deformasjon Plastisk deformasjon Atomplanglidning (slip) Tvillingdannelse Glidning i et perfekt krystallgitter Punktfeil i atomgitteret Atomplanglidning under medvirkning avdislokasjoner Dislokasjonsformering

71 71 75

GENERELLE FREMGANGSMÅTER TIL Å STYRKEMETALLENE Kornstørrelsen Løsnings- eller blandkrystallstyrking Flytegrense og deformasjonselding i stål Herding av stål Partikkelstyrking (utfellingsstyrking) Deformasjonstyrking (fastning) Additiv virkning

83 84

95 95 98

104 107 109

KINETIKK Aktiveringsenergi Diffusjon Diffusjon i blandkrystall med konsentrasjonsgradient

HO 1 iq 113

AVSPENNING, REKRYSTALLISASJON OG KORNVEKST Avspenning Rekrystallisasjon Virkning av glødetemperatur og glødetid Virkning av kalddeformasjon Virkningen av legeringselementer Komvekst Rekrystalliserende gløding og varmbearbeiding

119 121 124

BEVISST BRUK AV KONTROLLERT VARMEBEHANDLING OG PLASTISK DEFORMASJON I TEKNOLOGISKE PROSESSER FOR Å BEDRE LEGERINGENES EGENSKAPER Det støpte emnemateriale eller arbeidsstykke Kornstrukturen

132 134

13 5 135

- IX -

Mikro- og makroseigringer Uoppløste og oppløste gasser Varmsprekker Lunker Støpespenninger Varmebehandling Kaldbearbeiding Kaldbearbeiding og varmebehandling Varmbearbeiding MEKANISKE EGENSKAPER OG PRØVING AV DEM Almindelige bemerkninger Strekkprøving Betegnelser og definisjoner Nærmere beskrivelse av prøveforløpet Prøvestavens dimensjoner Bruddforlengelsen Strekkhastigheten Flytekurve Kritisk bruk av strekkprøvingsdata Belastningshastigheten Temperaturen Tverrsnittsareal Flerakset spenningstilstand Svingende og vekslende spenning Flytegrensen Strekkfastheten Bruddforlengelsen Trykkprøving Betegnelser og definisjoner Nærmere beskrivelse av materialegenskaper ved trykkpåkjenning Bauschingereffekt Hårdhetsprøving Brinellhårdhet Vickershårdhet Rockwellhårdhet Mikrohårdhetsprøving Omregning av hårdhetstall Praktisk bruk av data fra hårdhetsprøving Bruddmekanikk Utmatning og utmatningsprøving Karakteristikk

140 141 141 142 146 146 148

159 163

167

171

178 179

- X -

Mekanisme Betegnelser og definisjoner - Wohler- og Smithdiagram Statistisk fordeling av prøveresultatene Sprekkveksthastighet Konstruktørens bruk av S-N data Hvorledes motvirke utmatningsbrudd Siging Sigekurver, betegnelser og symboler Sigemekanismer Presentasjon av resultater fra sigeprøving Sigefaste materialer Sprøtt brudd og prøving av sprøbruddtendensen Skårslagprøving Omslagskurver Statistisk fordeling av prøveresultatene Bruddmekanisk prøving Konstruktørens bruk av data fra sprøbruddprøving Ikke-jern metaller IKKE DESTRUKTIV PRØVING Røntgenundersøkelse Ultralydundersøkelse Magnetpulverundersøkelse Sprekkundersøkelse med inntrengende væske

200

211

217 217 219 221 222

JERN-KARBON LEGERINGER, LIKEVEKTSTRUKTURER Jern-karbon fasediagrammet Sammendrag av faser og strukturelementer Definisjon av stål og støpejern

223 224

VARMEBEHANDLING AV STÅL - TEORETISK GRUNNLAG Fremstilling av austenitt Isoterm omdannelse av austenitt til perlitt Grov og fin perlitt Isoterm dannelse av bainitt Dannelse av martensitt Isoterm omdannelse av under- og overeutektoide stål Anløping av martensitt Bløtgløding (sfæroidisering) Kontinuerlig avkjøling av austenitt. C-T diagrammer

234 234 234 239 239 244 244 247 249

- XI -

FASTHETSEGENSKAPER AV FERRITT-KARBID AGGREGATER Likevektstrukturer Ikke-likevekt strukturer

251 251 253

LEGERINGSELEMENTENES FORDELING OG VIRKNING I LEGERTE STÅL Ferritt-perlitt-bainitt omdannelsen Herdbarhet Legeringselementens fordeling og virkning i ferritt og karbid Stegherding Bainittherding

254 254 256 258 260 261

KARBONSTÅL, KARBON-MANGAN STÅL OG MIKROLEGERTE STÅL FOR SVEISTE KONSTRUKSJONER Sveisesikkerhet Varmsprekker Kaldsprekker Sprøbrudd Definisjoner og flytegrenseklasser Smeltemetallurgisk utvikling Deoksydasjonspraksis Valsing og varmebehandling Begrepet karbonekvivalent Kvantitativ sammenheng mellom struktur og egenskaper Utmatningsfasthet Norsk Standard 12 101, almindelige konstruksjonsstål LAVLEGERTE KONSTRUKSJONSSTÅL Stål som skal sveises Bainittstål Seigherdingsstål Temperaturbestandighet Bruksområder Lav-temperatur stål Stål som normalt ikke skal sveises (seigherdingsstål) Anløpingssprøhet Settherding og settherdingsstål Nitrering og nitrerstål Konstruksjonsstål med meget høy fasthet Krom-nikkel-molybden seigherdingsstål Termomekanisk behandling Maraging Tripstål

263 263

265 266 267 269 270 270 271 271 274 274

277 279 280 281

- XII -

VERKTØYSTÅL Inndeling Karakteriserende egenskaper hos verktøystål Kritisk avkjølingshastighet og herdbarhet Duktilitet Slitasjebestandighet Temperaturbestandighet Formbestandighet Avkulling (dekarburisering) Legeringselementer i verktøystål Karbon Mangan og silisium Nikkel Krom Wolfram og molybden Vanadium Kobolt Tilvirkning og varmebehandling av verktøy Restaustenitt og herdetemperatur Stabilisering Anløping Dobbelt anløping Bløtgløding

287 287 288

291

293

HÅRDLEGERINGER OG HÅRDMETALLER Støpte hårdlegeringer Sintrede hårdmetaller

301 301 302

STØPEJERN Fasediagram og struktur Grått støpejern (gråjem) Klassifisering Egenskaper Kulegrafittjern Klassifisering Egenskaper Hvitt støpejern Aduseijem Klassifisering Egenskaper

305 305 308

311

313 314

- XIII -

KORROSJONSBESTANDIGE STÅL Korrosjonsbestandige kromstål Martensittiske stål Ferrittiske stål Korrosjonsbestandig krom-nikkel stål med austenittisk struktur Mekaniske egenskaper Karbiddannelse og interkrystallinsk korrosjon Korrosjonsbestandige ogherdbare krom-nikkel stål Korrosjonsmotstand

KOBBER OG KOBBERLEGERINGER Teknisk rent kobber Kvaliteter Mekaniske egenskaper Korrosjonsegenskaper Spesifikasjoner Kobber for ledningsformål Økning av styrken i ledningskobber Messing Struktur og mekaniske egenskaper Spesialmessing Korrosjon Spesifikasjoner Tinnbronse Aluminiumbronse Berylliumbronse ALUMINIUM OG ALUMINIUMLEGERINGER Teknisk ren aluminium Legeringselementer og legeringsbetegnelser Utfellingsherding Aluminiumlegeringer Aluminium-mangan Aluminium-silisium Aluminium-magnesium Aluminium-kobber-magnesium Aluminium-magnesium-silisium Aluminium-sink-magnesium Aluminium-sink-magnesium-kobber Aluminium for ledningsformål Utmatning i aluminiumlegeringer Aluminium i off-shore konstruksjoner

3 17 318

321

323 323

326 326

329

333

337 339 340 341 341 342 342 344

353 356 359

XIV -

MAGNESIUM OG MAGNESIUMLEGERINGER Legeringselementer, fasediagrammer, mikrostruktur Magnesium-aluminium-sink Magnesium-sink-zirkonium Generell karakteristikk av magnesiumlegeringer Korrosjonsmotstand Elastisitetsmodul Plastisk forming og støping Kjervømfintlighet Bearbeidbarhet ved avsponing Sveisbarhet Anvendelser

360 360

TITAN Teknisk ren titan Titanlegeringer a legeringer a-/3 legeringer (3 legeringer Anvendelser

365 365 366

FREMSTILLING OG RAFFINERING AV METALLER Oppredning Nedknusing Anriking Agglomerering Reduksjon og raffinering Jern Fremstilling i masovn Fremstilling i lysbueovn Fremstilling av jemsvamp Raffinering Kobber Røsting Smelting Reduksjon (konvertering) Raffinering Aluminium Reduksjon Raffinering Energi til fremstilling av råmetaller

369 370

363

371 374

377

380

383

- XV -

FREMSTILLING AV STÅL Sammensetning av råjern og stålskrap Karbon Silisium Mangan Fosfor Svovel Stålskrap Foring og slagg Oksygenfersking Deoksydasjon Martinprosessen Elektrostålprosessene Utstøping til valseblokker, slabs og blooms Valseblokker Utettet stål Tettet stål Kontinuerlig støping (strengstøping) Vurdering av sveise feilenes betydning i en stålkonstruksjon Elastisk-plastisk bruddmekanikk

REFERANSER

385 385

387 388

393 395 397

403

409 TILLEGG I

TABELLER Almindelige konstruksjonsstål Lavlegerte konstruksjonsstål Nitrerstål Seigherdingsstål Konstruksjonsstål med meget høy fasthet Verktøystål Sinterhårdmetaller Støpestål Grått støpejern Kulegrafittjern Aduseijem Rustfritt stål Korrosjonsbestandige og herdbare krom-nikkel stål Rustfritt stål, sigefasthet

415 418 419 422 423 424 425 426 427 428 428 429 431 432

- XVI -

Kobber og kobberlegeringer Kobber støpelegeringer Kobber støpelegeringer, mekaniske egenskaperog bruksområder Plastisk bearbeidede kobber og kobberlegeringer Mekaniske egenskaper av kobber-sink legeringer Mekaniske egenskaper av kobber-tinn legeringer Mekaniske egenskaper av kobber-beryllium legeringer Temperaturer for varmforming og varmebehandling Aluminium støpelegeringer Plastisk bearbeidede aluminiumlegeringer, kjemisk sammensetning Plastisk bearbeidede aluminiumlegeringer, mekaniske egenskaper Magnesiumlegeringer Titanlegeringer

433 434 435 437 439 442 443 444 445 446 447 448 448

Hydro Magnesium

449

STIKKORDLISTE

459

ELEMENTENES PERIODISKE SYSTEM

TREKK AV METALLENES HISTORIE Egypterne og babylonerne mente at verdens primære bestanddeler var jord, vann og luft, og Anaximander, som levde ca. 600 år før Kristus, adderte ild. Senere var det ikke alltid enighet om elementenes antall. Anaximenes, omkring 500 år før Kristus, hevdet at luft eller damp var det eneste element. Han bestred ikke jord og vann og ild som byggestener, men de kunne alle, mente han, avledes av luft.

Atomistene og pytagoreerne i Grekenland omkring 500 år før Kristus viste adskil­ lig interesse for stoffenes oppbygning. Mange av deres dokumenter er bevart, men de behandler mest den almindelige verdensoppbygning og bare enkelte fragmenter har adresse til metallene. Som et kuriosum kan det nevnes at det atomistiske stoffbilde og den pytagoreiske matematikk var selvmotsigende og bragte filosofene inn i et uløselig dilemma. Atomistene hevdet at all materie var bygget opp av små byg­ gestener av endelig utstrekning. Pytagoreerne påviste på sin side eksistensen av de irrasjonale tall, som ikke kunne uttrykkes som noen kombinasjon av rasjonale tall. En lengde lik kvadratroten av to kunne følgelig bare bygges opp av partikler hvis lengde selv var irrasjonale; men dermed var de samme partikler avskåret fra å byg­ ge opp rasjonale lengder.

Aristoteles og hans skole omkring 350 år før Kristus, kalt peripatetikerne, var de siste, men også de største av de greske naturfilosofer. De beholdt oppfatningen om jord, vann, luft og ild som de fire grunnsubstanser, men utstyrte dem med funda­ mentale egenskaper som tørrhet/våthet, varmhet/kaldhet og tunghet/letthet. På denne måte kunne Aristoteles forklare fenomen som fordampning og bunnfelling. Vann var for eksempel vått og kaldt, og luft var våt og varm. Når vann ble varmet opp, tok man bort dets kaldhet og erstattet den med varmhet, og dermed ble vann til luft. Tok man derimot våthet bort fra vann, ble vannet tørt og kaldt i stedet for vått og kaldt. Tørrhet og kaldhet var jords fundamentale egenskaper, og grekerne trodde således at det bunnfall som oppstod efter inndampning av vann, var jord laget av vann. Metallene var også bygget opp av de fire grunnele­ menter, og vann var det viktigste. Metallene kunne jo som vann gjøres flytende ved oppvarming og bringes til å stivne ved avkjøling.

2 For oss lyder ikke den aristoteliske lære særlig overbevisende, men det fantes andre som var mer tvilsomme. I en persisk myte fra ca. 500 år før Kristus heter det at metallene ble født når et hellig vesen døde. Bly kom da fra hodet, tinn fra blodet, sølv fra margen, kobber fra benene, jern fra kjøttet og gull fra sjelen.

De greske filosofer, for å vende tilbake til dem igjen, har ellers ikke bidratt særlig til metallurgiens og kjemiens utvikling. De anerkjente ikke metallæren som viten­ skap. Metallene ble utvunnet og bearbeidet av håndverkeren, og ingen fri mann kunne nedverdige seg til slikt arbeid. Disse forhold endret seg da grekerne selv ble erobret av romerne. Omkring 300 år før Kristus ble den stoiske skole grunnlagt i Athen. Den holdt seg levende i over 500 år og fostret de første alkymister. Stoiker­ ne utviklet en lære om stoffers og metallers oppbygning som på Platinius’ tid om­ kring 200 år efter Kristus var usedvanlig vel utbygget. Vi finner den igjen hos araberne og i europeisk vitenskap helt frem til 1750-årene. Stoikerne trodde at metallene grodde under jorden, og at de gradvis utviklet seg mot det perfekte metall: gull. Denne prosess kunne kopieres i laboratoriet ved å isolere gullets sjel og overføre den til et uedelt metall. Dette ville da bli til gull. Vanskeligheten var å få fatt på sjelen. En almindelig prosedyre var å legere de fire metaller kobber, tinn, bly og jern. Overflaten ble så gjort lys med kvikksølvdamp, hvilket ble tol­ ket derhen at sølvets ånd, som levde i kvikksølvet, tok bolig i legeringen. Det neste skritt var å legge et lite korn gull mot overflaten. Var man nå en dyktig al­ kymist, noe som fordret nær kontakt med gudene og sikkert også adskillig hell, ville gullets sjel spre seg i legeringen, akkurat som gjær gjør det i brøddeigen. Be­ handlingen ble avsluttet med dypping i et slags svovelvann som farvet overflaten gylden, dette tydeligvis for at selv den mest skeptiske skulle bli overbevist om at legeringen nå var blitt til gull. Det tjener handelens folk til ære at de ikke lot seg lure av dette vitenskapelige hokus-pokus. Alkymistisk gull oppnådde ikke gullets verdi og ble oppfattet som forfalskning når det ble falbudt som ekte. Drømmen om å lage gull finner vi også hos kineserne så tidlig som 500 år før Kris­ tus, selv om kineserne både dengang og senere var vel så interessert i kilden som gav dem evig liv. Kineserne regnet med grunnelementene vann, ild og jord og i til­ legg metall og tre, men disse elementer skulle selv oppstå på en merkverdig måte ved en reaksjon mellom de to prinsipper Yin, en passiv og kvinnelig kraft, og Yang, den aktive og mannlige. De to prinsipper kunne isoleres i kvikksølv og svovel, som dermed utgjorde de grunnsubstanser som så vel gull som udødelighetspillen ble fremstilt av. Vi kan vel anta at kvikksølv neppe var den friskeste kilde til evig liv.

Trekk av metallenes historie

3

Praktisk metallutvinning i Kina var dengang så intimt knyttet til sex at det ville ha freudet enhver moderne psykoanalytiker. Metallene var kvinnelige og mannlige, og de kunne bare utvinnes og bearbeides av mennesker av tilsvarende kjønn og med høyverdig moral, og naturligvis måtte de være uberørt av det annet kjønn. Enhver besudling fra mindreverdige mennesker ville straks overføres til metallet. Man må tro at denne oppfatning var rotfestet i erfaring om at visse stoffer selv i meget små kvanta ødelegger det gode metall. Men uhyre besværlig og lite stimulerende måtte det være med all denne høyverdighet. Hvor mange kilo stål ville mon vi med vårt tekniske apparat ha maktet å fremstille hvis slike restriksjoner skulle pålegges fa­ get?

Klokken synes til alle tider og på alle steder å ha oppfordret til metallurgiske pres­ tasjoner. I det gamle Kina bød klokkestøpingen imidlertid på et spesielt problem fordi både kobber og tinn var mannlige metaller, og smeltens kjønn måtte derfor balanseres med en ung jomfru. Det spesielle problem lå i å finne en kvinne som var jomfru, men som samtidig hadde en kvinnes lyster; uten den siste kvalifikasjon hadde hun naturligvis ingen virkning i smeiten. I senere litteratur finner man tinnet nevnt som feminint metall, hvilket utvilsomt passer bedre for dette vakre myke og føyelige materiale, og for klokkestøpingen løste det et praktisk problem. Efter Romerrikets fall ble det perserne og senere araberne som overtok og fortsat­ te. Geber eller Jabir levde en eller annen gang mellom det 7. og 12. århundre efter Kristus, og hans verk om Islams alkymi er regnet for et av historiens ypperste. Her finner man for eksempel for første gang beskrevet hvorledes salpetersyren frem­ stilles. Jabir adopterte Aristoteles’ lære om de fire grunnelementer, men tilføyet at disse selv var oppstått gjennom samvirke av de to prinsipper kvikksølv og svo­ vel. Her sporer vi således påvirkningen fra den gamle kinesiske lære. Ifølge Jabir ble metallene til gull ved påvirkning av de to hovedprinsipper. Ellers innførte araberne vekten i sin virksomhet, og Jabir beskriver en mengde laboratorieutstyr av glass og stentøy som ikke er svært forskjellig fra hva vi finner i et moderne laboratorium.

Jabirs arbeid ble kjent i Europa under arabernes invasjon i Spania, og det ble grunnlaget for all alkymistisk aktivitet i middelalderen. Kvikksølv og svovel som de to grunnelementer gjennomlevde også den vitenskapelige renessanse gjennom 1500-årene, og ble ikke endelig avlivet før etter 1750. Egentlig er det ikke meget nytt å finne hos de europeiske alkymister sammenlignet med deres arabiske kol­ leger og stoikerne, men naturlig nok var læren blitt påvirket av kristendommen.

4

Metallene var ikke bare levende, de hadde også kropp og sjel. Sjelen bestemte de karakteristiske egenskaper, den kunne skilles fra kroppen ved oppvarming og inse­ mineres i et annet metall. Vi skjønner hvorfor kvikksølv var av slik utslagsgivende betydning for alkymistene: kvikksølv fordamper allerede ved 35O°C og gir således opp sin sjel ved moderat påvirkning.

Som nevnt kan alkymistenes lære føres tilbake til de gamle grekere, til stoikerne. Hemmelighetens stempel fikk den omkring 300 år efter Kristus, under filosofen Hermes. Den stoiske lære ble nemlig oppfattet som hedensk og kunne ikke tole­ reres under kristendommens fremmarsj. Dens tilhengere måtte skjule seg i jorden, de hermetiserte seg. De gamles autoritet var så stor at deres lære ikke ble betvilt 1000 år efter, og den ble videre utviklet. Blant annet ble kunsten å lage gull rasjo­ nalisert; det store mål ble nå å finne eller lage de vises sten, det stoff eller den elik­ sir som tilsatt i små mengder skulle forandre de uedle metaller til sølv og gull. Fra senmiddelalderen finnes det et utall av oppskrifter på de vises sten. Gull og kvikk­ sølv var grunnsubstanser, men ellers hørte de mest selsomme ingredienser med i suppa. Jomfrumelk og urin fra en uberørt yngling var blant annet uunnværlig. Naturligvis var alkymien enklere som filosofisk idé enn som praktisk vitenskap, og for å fullføre verket, dvs. de vises sten, måtte også himmelens medvirken sikres. Ifølge et astrologisk grunnprinsipp fra 200 år efter Kristus var planetene og fiksstjernenes stilling i et barns fødselsøyeblikk bestemmende for barnets fremtid. Og hva var naturligere enn å trekke parallellen mellom en menneskefødsel og ver­ kets fødsel? Og ble ikke denne tese ytterligere understreket ved at det fantes syv metaller og syv planeter? At man da også måtte regne solen og månen med, kunne neppe betraktes som en hake ved et så fullkomment resonnement. På denne måte ble det kanskje ikke lettere å lage de vises sten, men det ble enklere å forklare hvorfor den fullkomne resept ikke virket: stjernene stod ikke i riktig stilling, het det, men om noen år på bestemt dag og klokkeslett, når den nøyaktige kombi­ nasjon inntraff, ville stenens enestående kraft utløses. Det må antas at betalingen forfalt straks.

Hvert metall hadde sin spesielle himmelske beskytter. Det tunge bly var knyttet til den langsomme Saturn, det hvite tinn til den hvite Jupiter, gullet naturligvis til solen og sølvet til månen, jernet til Mars og det uregjerlige kvikksølv til den raske Merkur. At kobber, det vakre røde, og den skjønne, gyldne aftenstjerne Venus hørte sammen, var like naturlig, men alkymistene trakk også forbindelsen mellom kjærlighetens Gudinne Venus og den løse fugl blant metallene, kobberet, som begge hadde slik en uanstendig trang til å stifte løse forbindelser!

Trekk av metallenes historie

5

Oldtidens astrologer hadde også antatt en forbindelse mellom planetene og men­ neskets enkelte organer. Således influerte solen hjernen, Mars blodet osv., og alky­ mistene trakk den slutning at metallene som planetenes stedfortredere på jorden måtte ha samme virkning. Planeten Mars påvirket blodet, og følgelig måtte metal­ let jern også påvirke blodet, og på denne måte, heter det, fant man frem til jern som legemiddel mot anemi. Fra den tid og ut fra lignende resonnement stammer en hær av mineralske legemidler, hvori naturlig nok kvikksølv og svovel var hyp­ pige komponenter. Hvor ofte man var like heldig som i tilfellet jern mot anemi, vites ikke, blant annet av den grunn at medisinene oftest besto av noe omkring 50 komponenter og var ment å skulle helbrede alle kjente sykdommer. Vi har ikke noen grunn til å tro at det lyktes alkymistene å lage gull, og heller ikke at deres medisinske hokus-pokus var til nevneverdig hjelp for samtidens lid­ ende. Alkymistenes omseggripende virksomhet i middelalderen er utfattelig for nutidsmennesket. Trodde de selv på sin virksomhet? Alkymien gav ifølge sin hem­ melige natur selvfølgelig ly for sjarlataner og virkelige kjeltringer, men det er galt å tro at alle alkymister var det. Vi finner middelalderens fremste filosofer og viten­ skapsmenn som Albertus Magnus, Roger Bacon, Paracelsus, Robert Boyle og mange flere i alkymistenes rekker. Endog Isaac Newton - 150 år senere - brukte mangfoldige år av sitt liv til gullmaking.

Historien om middelalderens og også den nyere tids alkymi gir oss et uhyggelig eksempel på hvorledes et i og for seg logisk tankesystem bygget på gale premisser kan føre en parasittisk blomstrende tilværelse i menneskesinnene. Alkymistene dominerte ikke bare den vitenskapelige og borgerlige, men også den fyrstelige verden helt frem til 1790-årene, da Lavoisier og Dalton fremla sin nye kjemiske filosofi. Men det magiske tenkesett er dypt forankret i menneskeheten. I 1897 syslet August Strindberg med alkymistiske formler, og samme år kjøpte De for­ enede staters myntkontor alkymistisk gull for mangfoldige tusen dollar. Og skal vi være ærlige: er det egentlig annet enn primitiv alkymistisk mentalitet som til­ later vår tids forretningsmenn å selge tannpasta med irium og klorofyll, krem som gjør huden ung og elastisk og deilig eller vann som garanterer hår på skal­ lede isser? Hva nå med det praktiske metallhåndverks grunnleggere, de som hadde våpen og redskap som mål for sin kunt, ikke gull, rikdom og udødelighet? Når tok egentlig menneskene på denne jord metallene i bruk?

Ifølge vår egen Pontoppidan fant skapelsens uke sted engang for omtrent 5000 år

6 siden. Den første mann som antydet at det fantes mennesker på jorden før de ble skapt, var professor Baden Powell ved Oxford University, som i årene omkring 1850 hadde funnet en hodeskalle under anlegg av en ny jernbane gjennom Cotwood Hills, og han mente at skallen var eldre enn Adams. Omtrent på samme tid dristet den skotske fysiker Lord Kelvin seg frem med en teori om jordens alder. Lord Kelvin postulerte at saltet var ført til havet av elvene, og ved måling av havets og elvenes saltgehalt fant han at dette måtte ha foregått i mer enn 500 millioner år. Både Baden Powell og Lord Kelvin kan være takknemlige for at de ikke levde 200 år før; for Kirken vill de ha vært større kjettere enn Galileo.

Det vites visstnok med sikkerhet at både Javamannen og Pekingmannen, som kan­ skje har levd for en halv million år siden, kjente ilden, og at de var menneskelige nok til å bruke primitivt verktøy. Vi må også ha grunn til å tro at selv de mest pri­ mitive menneskers intelligens og arbeidsinnsats var stor nok til at de kunne gjøre seg bruk av de metaller som finnes fri i naturen, slike som gull, sølv og kobber, og jern fra meteorer. Idag er gedigent kobber og jern sjelden å finne, det meste er kan­ skje plukket opp av våre forfedre. Imidlertid finnes ingen metallgjenstander be­ vart som med sikkerhet vites å skrive seg fra den eldre stenalder. Det synes som om menneskene først for alvor tok metallene i bruk efter at sivilisasjonens annen nød­ vendige oppfinnelse var gjort, nemlig akerbruket. Den første oppfinnelse var ilden. Og denne periodes begynnelse kan festes til omkring år 5000 før Kristus, så lenge vi taler om den indoeuropeiske sivilisasjon. Både arkeologi og klassiske tradisjoner utpeker områdene i det nordøstlige Persia som metallkunstens hjemland. Det er faktisk ganske sterke indikasjoner på at det metallurgiske håndverk oppstod her, og at det senere spredte seg til Europa, til India og Kina. Man utelukker da de i naturen gedigne metaller, hvis bruk egentlig ikke var betinget av metallurgisk viten. Man tror å vite at det i de nevnte områder ble produsert jern og bronse av malm omkring 3000 år før Kristus, og kobber en god del tidligere. Den første skrevne og bevarte meddelelse om jern er et brev fra hitittenes konge til den egyptiske Farao Ramses den Annen. Det er av ekspertene datert til 1300 år før Kristus. Hitittene levde i fjellpartiene syd og øst for Svarte­ havet, altså i det nuværende Armenia, og brevet var av typen ”beklager forsinkel­ sen, kjære venn”. Kong Hititt kunne ikke levere den omforenede jernmengde til omforenet tid, hvilket utvilsomt skjedde med velberådd hu, for få år senere fikk han krig med egypterne. Det er ikke så sikkert at den nuværende praksis, der den krigførende på forhånd sørger for å forsyne motstanderen med sine beste våpen for å få en god kamp, var ansett som like fornuftig dengang. Den eldste jerngjenstand som med sikkerhet vites å ha vært fremstilt av malm, er fra samme tid, det er et

Trekk av metallenes historie

1

sverdblad i Tutankharnens kiste, plassert på et sted og på en måte som fastslår det som en høyt skattet eiendel. De armenske smeder holdt sin kunst vedlike. Selv de mongolske horder 1300-1400 e. Kr. så med frykt og respekt på dette folk, som de hevdet skodde en loppe like sikkert som en hest. Arkeologene hevder at kulturutviklingen i Europa har gjennomgått tre stadier, nem­ lig stenalderen som i Middelhavs-områdene varte til omkring 3000 år før Kristus, bronsealderen mellom 3000 og 1000 før Kristus, og jernalderen efter år 1000. Den­ ne inndeling er basert på hyppigheten av metallfunn fra disse perioder, og er blitt identifisert med den tid menneskene lærte de respektive metaller å kjenne. Men når arkeologene ikke har funnet jern av eldre dato enn fra 1200-1300 år før Kristus, kan jo forklaringen også være at det eldste jern er rustet bort. Her gis en parallell: rene tinngjenstander fra den greske og babylonske kulturepoke finnes ikke bevart, til tross for at man har helt sikre bevis for at tinnet har vært kjent fra før år 3000 før Kristus. Vi må søke grunnen i tinnets allotrope natur. Allerede under pluss 20°C er metallet tinn ustabilt, det forandres efter hvert til ett grått, umetallisk pul­ ver som ikke lett kan skilles fra jorden omkring. Jern var dessuten et høyt skattet metall og ble nok ikke kastet på skraphaugen efter bruk. Vi lar heller ikke våre aluminiumsfly korrodere på flyplassen når de er foreldet. Vi smelter dem om. Mange forhold antyder at jern var kjent før bronse, den sterkeste indikasjon er av metallurgisk art: smibart jern kan lages ved å brenne et skikkelig bål på en jernrik malm. Og det er nesten utenkelig at denne utvikling først skjedde efter bronsens oppfinnelse, som både betinget støping i ildfaste digler og tilgang på tinnmalm. Og tinn er mangelvare omkring Middelhavet. En annen sak er at slikt primitivt frem­ stilt jern ikke vil være bedre enn bronse til våpen og redskap. Først over 900°C kan nemlig jernet oppta karbon, det element som gjør det både hårdt og seigt på samme tid, og for å mestre denne høye temperatur måtte våre forfedre først kon­ struere blåsebelgen. Det første bevis på at en slik har vært i bruk, finner vi i en grav i Teben, datert til ca. 1500 år før Kristus, hvor smelting av bronse er avbildet. Vi har ingen grunn til å tro at antikkens kulturer hadde noen idé om elementet karbon eller dets dominerende utslag på jernets egenskaper. Heller ikke kan vi tro at de hadde noen tilnærmelsesvis riktig oppfatning om herde- og anløpingsprosessen. Selv den pålitelige og allsidige Agricola nevner intet om dette i sitt omfangs­ rike verk fra 1530 efter Kristus, og først efter kjemiens grunnleggelse som viten­ skap i 1750-1800 årene er karbonets utslagsgivende betydning blitt bevist. Det står imidlertid fast at karbonisering og herding var kjent som teknologiske prosesser efter år 1000 før Kristus, og først nå kunne man vente at jernet efter hvert ville

8 fortrenge bronsen. Man kan derfor anta som mest sannsynlig at jernet har vært kjent og benyttet like tidlig som kobber og bronse, kanskje allerede før år 5000 før Kristus, men at jernmetallurgien først nådde den nødvendige fullkommenhet 4000 år senere. At det likevel var adskillige problemer med å lage det gode stål både da og senere, viser flere opptegnelser i historien. For eksempel finner vi i beretningen fra et av romernes slag mot gallerne, at romerne med megen utstuderthet angrep i to raskt på hinannen følgende rekker. Gallerne hadde skarpe, men bløte sverd, og under annen fremstorming fant romerne dem opptatt med å rette ut de bøyde klinger. Romernes overlegne våpen og deres kjennskap til de fiendtlige våpens svake sider bragte dem således en lett seier. Fra våre egne sagaer vet vi at de bolde krigere mere enn én gang måtte trå på sverdet med foten under strid for å rette det ut. At smedens arbeid, erfaring og dyktighet til tross, har vært et hasardspill, antyder også alle magiske og religiøse seremonier som helt inn i vår tid har vært knyttet til smedhåndverket; ja mer enn én praktiserende metallurg av idag har sikkert ønsket seg en smådjevel å rådføre seg med i tillegg til håndbøkene. Georg Brochmann nev­ ner i sin fascinerende bok ”Jern” at da Carsten Anker i året 1800 innviet sin nye masovn på Eidsvoll, forsvant hans nymotens negergutt, og man var ikke i tvil om at han var ofret til ovnen av den fortvilte masovnmester: Verket gikk med dund­ rende underskudd, og den nye masovn måtte greie det!

Visse arabiske ørkenstammer herder ennu sine sverd efter et eldgammelt ritual: det glødende sverd blir kastet til en gallopperende rytter, han griper det og med voldsomme hugg simulerer han en kamp mot en kristen hund, så jages sverdet inn i en levende geit så blodet spruter, for senere å avkjøles i en rolig periode mens Allah prises. Gjennom denne brutale prosess skulle sverdet vennes til kamp mens det var ungt og føyelig, men man bemerker: en riktigere herde- og anløpingsprosess for et lavt legert stål kunne ingen moderne metallurg ha anvist, selv om han ville ha foretrukket mindre besværlige veier.

METALLENES KRYSTALLINSKE NATUR INNLEDNING Dagliglivets erfaringer er at alle stoffer kan deles i stadig mindre enheter, og man kan ikke uten videre innse at denne oppdeling før eller senere må komme til en grense. Grekeren Demokritos hevdet likevel på rent spekulativt grunnlag, ca. 400 år f. Kr., at all materie var sammensatt av udelelige partikler som han kalte atomer. Atomismen passet imidlertid ikke inn i Aristoteles’ verdensbilde og vant ingen til­ slutning hos oldtidens filosofer. Senere, i opplysningstiden, 1700-1800 e. Kr., ble den igjen aktuell. Opplysningstiden var spesielt preget av Newtons lære om til­ værelsens lovbundethet, og den svekket forestillingen om Guds inngripen i verdens­ ordenen. Det er forøvrig interessant å merke seg at også Demokritos hadde postu­ lert at naturen var regulert av lover, men heller ikke denne idé ble godtatt i gam­ mel tid, først og fremst fordi Aristoteles var imot den.

Den moderne atomteori ble grunnlagt av John Dalton (1766-1844). Han definerte et grunnstoff som en substans som ikke kunne deles opp i enklere bestanddeler. Daltons hypotese forklarte bl.a. hvorfor eksakte vektmengder av et stoff forbandt seg kjemisk med eksakte vektmengder av et annet stoff, noe som hadde vært kjent lenge før Daltons tid.

Avogadro, som var Daltons samtidige, innførte molekylbegrepet. Han definerte et molekyl som den minste partikkel et stoff kunne deles ned til uten at stof­ fets egenskaper ble endret. Definisjonen kan aksepteres også i dag hvis man begrenser egenskaper til kjemiske egenskaper, og videre tar i betraktning at molekylbegrepet ikke er relevant til et flertall av de krystallinske stoffer. Det er ikke hensiktsmessig å operere med f.eks. et metallmolekyl, heller ikke med et molekyl krystallinsk bordsalt. Vi vil i disse forelesningene først og fremst befatte oss med de mekaniske egen­ skaper hos metaller og metall-legeringer, og mener da alle egenskaper som har for­ bindelse med stoffenes reaksjon på ytre krefter. Blant mekaniske egenskaper kan

10 man ellers skjelne mellom fasthetsegenskaper, som de som er direkte knyttet til fastheten (hårdhet, bruddfasthet, flytegrense, forlengelse, utmattingsfasthet m.v.) i den ferdige konstruksjon, og teknologiske egenskaper, som også kalles tilvirkningsegenskaper. De siste angår materialets evne til å la seg forme ved mekaniske prosesser som smiing, støping, sveising, avsponing m.v. De mekaniske egenskaper vil, likesom de kjemiske og fysikalske, kunne tilbakeføres til egenskapene hos de enkelte atomer som materialet er bygget opp av. Men de mekaniske egenskaper er i større grad avhengig av måten atomene er samlet i aggregater. En passende legering av jern og karbon blir f.eks. hård ved herding og bløt ved utgløding. Dette skyldes at den indre fordeling mellom jernatomer og karbonatomer påvirkes av varmebehandlingen. De to mineraler grafitt og diamant er begge bygget opp av karbonatomer alene. Men atomene er arrangert på forskjellige måter, av­ hengig av det trykk og den temperatur som de var utsatt for i sin tidligere historie, og disse ulike arrangement er bestemmende f.eks. for hårdheten. Grafitt og dia­ mant avviker forøvrig også i mange fysikalske egenskaper, f.eks. i konduktivitet, elastisitetsmodul m.v.

I en nærmere behandling av metallene som aggregater av atomer kan vi hensikts­ messig skjelne mellom gitterstruktur, som også kalles atomstruktur, og kornstruk­ tur.

METALLENES GITTERSTRUKTUR

Hos de fleste faste stoffer, herunder alle metaller og metall-legeringer, ordner atomene seg i et eller annet regelmessig, tredimensjonalt mønster. Vi sier at stof­ fene har krystallinsk struktur, og et aggregat av atomer ordnet etter et slikt møns­ ter kalles et krystall. I metallurgien brukes oftere betegnelsen krystallit eller korn.

Ordet krystall er avledet av det greske ord krystallos, som betyr gjennomsiktig is. I gammel tid ble det brukt om den vakre, gjennomsiktige kvartssten som ble funnet i Alpene, og som man trodde var dannet av vann under ekstrem kulde. Senere er krystall anvendt i forskjellige betydninger, først og fremst om det som er særlig gjennomsiktig; vi opererer stadig med ord som krystallglass, krystallklart osv. Først i det syttende århundre festet ordet seg til faste stoffer som var avgrenset av plane, symmetrisk ordnede flater som dem man finner i kvartskrystallen. I visse tilfeller avspeiles atommønsteret i den ytre form hos krystallet. Det gjelder kvartskrystallen og mange andre mineraler og skyldes de spesielle forhold krystal­ lene er dannet under. Regelen er imidlertid at den ytre form ingen forbindelse har med atommønsteret.

Metallenes krystallinske natur

11

I tekniske metaller og legeringer er de enkelte krystalitter ganske små, av størrelses­ orden 1/10 - 1/100 mm i diameter. Man trodde derfor lenge at metallene hadde amorf (uordnet) struktur.

Det mønster som ligger til grunn for atomenes ordning i krystallinske stoffer, kal­ les gitterstruktur. Gitterstrukturen er karakterisert av regelmessighet og symmetri. Gitterstrukturen kan beskrives ved hjelp av enhetscellen. For oss er først og fremst 4 gitterstrukturer av betydning, nemlig

kubisk romsentrert struktur kubisk flatesentrert struktur tetragonal struktur tettpakket heksagonal struktur som alle fremstår ved translasjon av de tilhørende enhetsceller.

Kubisk romsentrert struktur De tre vektorer a, b og c er like store og står loddrett på hverandre, fig. 1. Det er ett atom i hvert av kubens 8 hjørner pluss ett atom i sentrum. Jern har denne struktur under 910°C og mellom 1390°C og smeltepunktet.

Fig. 1. Enhetscellen i kubisk romsentrert struktur. (1)

Kubisk flatesentrert struktur Som for den foregående struktur er de tre vektorer a,b ogc like store og står lodd­ rett på hverandre. Det er ett atom i hvert av de 8 hjørner i kuben pluss ett atom i sentrum av hver av de 6 begrensningsflater, fig. 2. Den kubisk flatesentrerte struk­ tur er den almindeligste blant metallene, bl.a. krystalliserer sølv, gull, nikkel, kob-

12

Fig. 2. Enhetscellen i kubisk flatesentrert struktur. (T)

ber og aluminium efter dette system. Jern har kubisk flatesentrert struktur mel­ lom 910°C og 1390°C.

I den kubisk flatesentrerte struktur er 74% av volumet opptatt av atomer, og den representerer den tettest mulige kulepakning. Den kubisk romsentrerte struktur er mindre fyldig, 68% av volumet er opptatt av atomer. Denne forskjell i pakningstettheten er av betydning ved varmebehandling av stål. Ved avkjøling endres struk­ turen fra flatesentrert til romsentrert ved 910°C og volumet øker med omtrent 5%. Dette er mindre enn forskjellen i pakningstetthet skulle tilsi, men volumveksten kan resultere i sprekker hvis avkjølingshastigheten er ujevn og strukturforandringen ikke skjer samtidig i volumet.

Tetragonal romsentrert struktur Vektoren a er lik b og forskjellig fra c, fig. 3. Alle vektorene står loddrett på hver­

Fig. 3. Enhetscellen i tetragonal romsentrert struktur. (1)

Metallenes krystallinske natur

13

andre. Det er ett atom i prismets 8 hjørner og ett i dets sentrum. Metallet tinn krystalliserer efter dette mønster, men vi finner det ellers sjelden hos rene metal­ ler, derimot i flere legeringer.

Tettpakket heksagonal struktur Enhetscellen er et rett, sekskantet prisme med ett atom i hvert hjørne og ett i midten av de to endeflater. Videre er tre atomer innebygget mellom endeflatene, fig. 4. Metaller som kobolt, magnesium, sink og titan krystalliserer efter dette system.

Fig. 4. Enhetscellen i heksagonal tettpakket struktur. (1)

For ordens skyld kan det nevnes at de fire omtalte gitterstrukturer også kan be­ skrives av andre enhetsceller, og at mange strukturer kan være like geometrisk sett, selv om enhetscellene ser forskjellig ut.

KREFTER MELLOM ATOMENE I første tilnærmelse kan vi forestille oss atomene i de faste stoffer som hårde, usammentrykkbare kuler som ligger mot hverandre i den aktuelle struktur. Kule­ ne holdes sammen av elektriske krefter som virker mellom dem. Kreftene kan opp­ stå på forskjellige måter. Man kan hensiktsmessig skjelne mellom sterke, primære bindinger, og svakere, sekundære bindinger. De krystallinske stoffer kan tilordnes den første gruppe, og innenfor denne skjelner man videre mellom ionebinding kovalent binding metallisk binding

14 I bølgemekanikken oppfattes ionebinding og metallisk binding som grensetilfeller av kovalent binding. En nærmere beskrivelse av bindingene hører hjemme under de grunnleggende fag kjemi og fysikk og vil ikke bli gjentatt her. For sammenhengens skyld skal det bare sies noen ord om metallisk binding: Metallatomene spalter lett av sine valenselektroner, og i metallgitteret kan elektro­ nene oppfattes som fritt bevegelige uten å være knyttet til bestemte atomer. De danner en negativt ladet elektronsky mellom de positivt ladede metallioner, og skyen trekker ionene til seg og holder dem sammen. I et plant gitter, som skjema­ tisert på fig. 5, kan den negative ladning av elektronskyen tenkes konsentrert i

Fig. 5. Metallisk binding kan tilbakeføres til elektrostatisk tiltrekning mellom positive metall­ ioner og frie elektroner i gitteret (eksempel: kobber).

punkter midt mellom fire positive ioner. Avstanden mellom ladninger av like for­ tegn er større enn avstanden mellom ladninger av ulike fortegn, slik at de tiltrekk­ ende krefter blir større enn de frastøtende. Et metallion er å oppfatte som symme­ trisk eller nær symmetrisk om kjernen og helt likt naboionene i gitteret. Kreftene mellom ionene er radielle, altså ikke retningsbesteme eller bare i liten grad retningsbestemte. Ved påvirkning av ytre krefter kan dermed et ion eller en gruppe ioner løsgjøre seg fra sine naboer og opprette fast kontakt med nye omgivelser. Det er dette som skjer når materialene deformeres plastisk: atomlagene glir forbi hverandre uten at sammenhengen i materialet brytes. Plastisitet er en karakteris­ tisk metallisk egenskap som først og fremst beror på atomsymmetrien og at ato­ mene i det store og hele er like. Ved andre bindingsformer er bindingene retningsbestemte. Vi ser av fig. 6 hvorledes de radielt rettede krefter holder atomene sam-

Metallenes krystallinske natur

15

@.®-®'® ® ® ionegitter

metallgitter

Fig. 6. Plastisk deformasjon i krystaller. I et metall kan de enkelte atomlag gli på hverandre, mens et ionekrystall vil kløves når det utsettes for tilstrekkelig store skjærkrefter. (2)

men i et metallkrystall tvers gjennom glideplanet. I et ionegitter vil atomplanglidning resultere i klovning av krystallet fordi atomer med lik ladning blir stillet over­ for hverandre. Det sees at glidning fortsatt er mulig mellom plan med motsatt ladning. Lignende betraktning kan gjøres for et diamantkrystall der karbonatomene danner et gitter med kovalent binding, fig. 7. Atomene er meget tett sammen­ pakket, så tett at hvert enkelt av dem er deformert av naboatomene. Her kan man ikke tenke seg en tilsvarende enkel glidning av atomplan uten at bindingen mellom

B

c

:

c

••

•

:

c

c

•

•

c

c

:

c

;

(’

;

•

C

:

•

c

c ••

:

••

•

c ••

••

• •

•

:

••

••

• •

C

c

:

c

• « •

•

c

Fig. 7. Diamantstruktur i to- og tredimensjonal (virkelig) fremstilling. (1)

16

planene ødelegges. De sammenbindende krefter i diamantgitteret er meget sterke, og tilsvarende er diamant et hårdt materiale, det hårdeste vi kjenner. Men når først et atomplan er forskjøvet fra sin stilling i forhold til naboplanet, og dermed menes at når atomene i planet er bragt ut av kontakt med de naboer de en gang bandt seg til, da lar det seg ikke gjøre ved ytre midler å ordne atomene slik at de kan knytte bånd med nye naboer. Det er dette vi mener når vi sier at diamant er et sprøtt materiale. De frittbevegelige elektroner i metallgitteret vandrer i et elektrisk felt og er årsak til metallenes gode elektriske ledningsevne. Det er også de lettbevegelige elektro­ ner som formidler atomenes termiske bevegelser og gir metallene karakteristikken av gode varmeledere. Atomene som hårde kuler er naturligvis bare et mer eller mindre hensiktsmessig bilde. I virkeligheten er atomet høyst ”luftig” i sin oppbygning, bestående av en kjerne og et antall elektronskall der det ytterste skall kan ha en radius som er 10I* 5 —106 ganger kjerneradien. Hvilke krefter hindrer da atomene i et gitter i å pe­ netrere hverandre? Når atomene trekkes sammen av krefter som vist foran, vil de ytterste fulle elek­ tronskall begynne å overlappe hverandre. Skallene er negativt ladet, slik at over­ lappingen bevirker at frastøtende krefter settes opp mellom atomene. Det kan og­ så vises at hastigheten av de frie elektroner i elektronskyen øker når avstanden mellom atomene faller. Derved øker også elektronenes kinetiske energi, slik at det oppstår et trykk fra elektronskyen mot atomene. Mellom atomene virker det der­ for både tiltrekkende og frastøtende krefter slik som vist på fig. 8. På kort avstand dominerer de frastøtende krefter, mens de tiltrekkende er sterkest når atomene er langt fjernet fra hverandre. Kreftene balanserer ved normalavstanden a, som er atomavstanden når det ikke virker ytre krefter. Tangenten til den resulterende kraftkurve i dette punkt er et uttrykk for materialets elastisitetmodul E. E-modulen defineres jo som normalspenningen dividert med den relative lengdeendring spenningen forårsaker.

I atomgitteret er atomene til en viss grad fiksert, men de er ikke i ro. De svinger om sine gitterposisjoner, og svingningsenergien er et uttrykk for temperaturen. Egentlig er det riktigere å si at temperaturen er et uttrykk for svingningsenergien, siden det er temperaturen vi måler. La oss anta at kurven i fig. 8 gjelder kraften mellom to enkelte atomer. Normalavstanden er a, og atomene er helt i ro. Vi til­ fører så varme, og atomene begynner å svinge i forhold til hverandre. Svingetil-

Metallenes krystallinske natur

17

Fig. 8. Tiltrekkende, frastøtende og resulterende kraft mellom to atomer, avhengig av avstanden mellom dem. u og w er termisk svingningsamplitude, Aa er termisk utvidelse.

standen er helt elastisk, slik at summen av den kinetiske og potensielle energi til enhver tid er like stor. Ved maksimalt utsving er den kinetiske energi null, og den totale energi er lik den potensielle og svarer til den skraverte flate under eller over kraftkurven. Da totalenergien er konstant, må de to flater være like store. Med den kurveform som er forutsatt, fører dette til at amplituden u er mindre enn w, og den midlere normalavstand øker med Aa. Materialenes varmeutvidelse er altså en direkte følge av den måte bindekreftene varierer med atomavstanden.

METALLENES KORNSTRUKTUR

Våre tekniske metaller og metall-legeringer er polykrystallinske, det vil si at de i fast tilstand består av et stort antall krystaller hvis ytre form er uregelmessig, og hvis orientering i rommet er vilkårlig. Når metallet størkner fra smeltet tilstand, innledes størkningen samtidig på en rekke steder der homogeniteten av forskjellige

18 grunner er brutt i smeiten. Disse steder kalles kim. Efter hvert som krystallene vokser, vil de støte sammen på en tilfeldig måte og således hindre hverandres vekst. De enkelte krystaller kalles gjerne krystallitter eller korn, og områdene der de stø­ ter sammen kalles korngrenser, fig. 9.

Fig. 9. Størkning i en smelte, skjematisk. Prosessen innledes fra små kim og krystallene vokser til de møter hverandre. Møtestedene kalles korngrenser. (2)

Avhengig av smeltens sammensetning og størkningsforholdene danner den innbyr­ des gruppering av kornene mer eller mindre karakteristiske mønstre som kalles kornstrukturer. Kornstrukturen må ikke forveksles med gitterstrukturen, som er atommønsteret innenfor hvert kom. Av karakteristiske kornstrukturer, fig. 10, nevner her: polyedrisk struktur søyleformet struktur dendrittisk struktur

Ellers kan man innenfor alle typer skjelne mellom grov og fin struktur. Egenskapene hos et bestemt metall eller legering, såvel de mekaniske som de fysi­ kalske og kjemiske, er gitt av kreftene mellom atomene. Det er da rimelig å anta

Metallenes krystallinske natur

polyedrisk

søyleformet

19

dendrittisk

Fig. 10. Polyedrisk, søyleformet og dendrittisk kornstruktur, skjematisk.

at også alle egenskaper er gitt og uforanderlige i det perfekte krystall, forutsatt be­ stemt temperatur og trykk. Nå taler en lang rekke praktiske observasjoner mot en slik antagelse, og uoverensstemmelsen skyldes at det perfekte krystall ikke finnes i praksis. Strukturen er belemret med feil av forskjellig art, og feilene influerer på metallets egenskaper, tildels i betydelig grad.

Mens gitterstrukturen hos et bestemt metall eller legering i det store og hele er gitt ved bestemt trykk og temperatur, er gitterfeilene påvirkelige av materialets tidligere historie, f.eks. forholdene under avkjøling efter utstøping, mekanisk bear­ beiding som valsing, smiing m.v. I et polykrystallinsk materiale kan man, i en grov inndeling, skjelne mellom de egentlige gitterfeil, som er feil inne i de enkelte korn, og korngrensene som er områdene mellom kornene. De siste kan oppfattes som soner med en meget høy konsentrasjon av feilsteder. Feilenes type, antall, størrelse, fordeling i strukturen m.v. er av avgjørende betyd­ ning for metallets mekaniske egenskaper. Forholdet er nu at man ved målbevisst bruk av termiske og mekaniske virkemidler under størkningen og efter størkningen kan påvirke feilene i strukturen på forskjellige måter og dermed bedre de meka­ niske egenskaper. I dette bilde får korngrensene en spesiell betydning, fordi de kan sees i mikroskop efter en egnet behandling av prøvestykket. Metallets korn­ struktur gjenspeiler altså fordelingen av vesentlige feilsteder, den kan undersøkes direkte i mikroskop, og man kjenner empirisk egenskapene hos de forskjellige strukturer. Generelt regnes f.eks. at en fin struktur har bedre mekaniske egen­ skaper enn en grov, og at deleplanene i en søyleformet struktur, fig. 10, er meka­ nisk svake. Feilstedene innenfor de enkelte korn er bare få Ångstrøm store, og de kan ikke finnes ved rutinemessige undersøkelser. Men man kan påvise dem i elektronmikroskop, og man kan vise at de influerer betydelig på metallegenskapene. Dette blir nærmere behandlet i senere kapitler.

METALLOGRAFISKE METODER Metallografi er den vitenskap som beskjeftiger seg med undersøkelse av metallenes struktur og de mekaniske, kjemiske og fysikalske egenskaper som har sammenheng med den. Under struktur regner man da såvel gitterstrukturen og de feil den er be­ heftet med, som kornstrukturen.

I praktisk metallografi kan man skjelne mellom bruddflateundersøkelser, mikroundersøkelser og makroundersøkelser.

Bruddflateundersøkelser (fraktografi) Den enkleste metode består i å betrakte en bruddflate av metallet, enten direkte med øyet eller med lupe med lav forstørrelse. Ved å bruke et binokularmikroskop kan man få et stereoskopisk bilde av flaten som i mange tilfeller er fordelaktig.

Ved en slik undersøkelse kan vanligvis ikke de enkelte korn skjelnes, men man får et umiddelbart inntrykk av bruddflatens krystallinske natur ved at lyset reflekte­ res fra de enkelte kornflater. Man taler gjerne om grovkrystallinsk, finkrystallinsk og fibrig struktur. Den siste har et matt utseende som skyldes at kornene har gjen­ nomgått en viss grad av plastisk deformasjon før bruddet. Lysmikroskop har liten dybdeskarphet, slik at bruddflater med relief bare kan undersøkes med lav forstørrelse. Dybdeskarpheten er først og fremst knyttet til objektivets avblending (apertur). I elektronmikroskop må man likevel arbeide med stor avblending på grunn av ufullkomne elektromagnetiske linser. Elektronmikroskopet er derfor velegnet til å betrakte bruddflater med store forstørrelser, f.eks. 1000-10 000 ganger. Slike undersøkelser, som vanligvis betegnes fraktografi, av­ slører en rekke viktige detaljer om kornstrukturen og bruddet, f.eks. kornstørrelsen, om bruddet følger korngrensene eller om det går tvers igjennom kornene, størrelse og fordeling av inneslutninger m.fl. Fig. 1 1 og 12 viser fraktografier hen­ holdsvis av et transkrystallinsk brudd og et utmatningsbrudd.

Metallografiske metoder

21

Fig. 11. Kløvingsbrudd i jern. Pilene angir bruddretningen i de enkelte korn. 3200 X. (3)

Mikroundersøkelser Overflaten av et stykke av materialet slipes plant med stadig finere smergelpapir, og senere poleres den med en myk duk og slipepasta av diamant. Det ytterste skikt av en flate som er behandlet på denne måte har en amorf struktur, idet den plastiske deformasjon som er forårsaket av sliping og polering, har bragt atomsystemet i uorden. Derfor kan heller ikke kornstrukturen sees når slipet plasseres under mikroskopet, bortsett fra i slike tilfeller der strukturen er sammensatt av bestanddeler med sterk ulik mekanisk hårdhet. I støpejern f.eks. er grafittfasen meget bløtere enn de øvrige faser, og ved poleringsprosessen fremkommer det en nivåforskjell mellom fasene som er synlig i mikroskopet. Fig. 13 viser den uetsede struktur av et slip av grått støpejern der grafittlamellene kommer frem som mørke tråder.

Normalt fjerner man det amorfe lag ved å dyppe slipet i en passende væske som

22

Fig. 12. Utmatningsbrudd i aluminium. Riplene angir bruddforplantning for hver lastveksel. 9000 X. (3)

Fig. 13. Mikroslip av grått støpejern med grove grafittlameller. Polert, uetset. 50X. (4)

Metallografiske metoder

23

Fig. 14. Lysrefleksjon fra en polert og etset metalloverflate.

angriper laget kjemisk. Denne prosess kalles etsing. Etsingen drives så langt at også noe av den opprinnelige struktur oppløses. Da løsningshastigheten er forskjellig langs strukturens akseretninger, vil etsingen fremkalle nivåforskjeller mellom kor­ nene og også etsemønstre innen de enkelte korn som vist på fig. 14. I almindelighet vil korngrensene angripes sterkest. Et metallmikroskop, fig. 1 5, er laget slik at lyset reflekteres fra overflaten av ob­ jektet (slipet). De forskjellige etsemønstre fører da til at de parallelt innkomne stråler reflekteres i forskjellige retninger, og i mikroskopet vil korn og korngrenser tegnes med ulik lysstyrke. Ved å la lyset falle inn på skrå mot slipflaten vil man få skygger som gjør det lett å skille opphøyde flater fra nedliggende, fig. 16. Lyset er en bølgebevegelse. Den minste avstand mellom to punkter på objektet som kan forstørres i mikroskopet, svarer omtrent til halve lysets bølgelengde, ca. 2500 Å. Det menneskelige øye kan ikke skjelne fra hverandre lysstråler som dan­ ner en mindre vinkel enn 4', og disse forhold til sammen fører til at mikroskopets forstørrelsesgrad er begrenset til 1000-1500 ganger. Forsøker man å drive den høyere, opptrer forstyrrende interferens mellom lysstrålene, slik at bildet blir uklart. I et elektronmikroskop tegnes bildet av elektronstråler i stedet for lys­ stråler. Også elektronene kan tilordnes en bølgebevegelse som er avhengig av deres hastighet, men man kan uten vanskelighet produsere elektronstråler med en bølge­ lengde på f.eks. 0,05 Å.

Elektronmikroskop for metallografi finnes i to utførelser:

Transmisjon-elektronmikroskop TEM, fig. 17, der elektronstrålen går gjennom

24

okular

mellombilde

hjelpelinser

prøve

[

Fig. 15. Strålegangen i et metallmikroskop. (5)

objektet. Dette må derfor enten lages som en tynn film av ca. 0,1 jum tykkelse, eller man lager et plastavtrykk av et etset slip, og ser på avtrykket i mikroskopet. Fig. 18 viser et TEM billede av en aluminium tynnfilm med 28 000 ganger for­ størrelse. Subkorn begrenset av cellevegger er meget tydelige. Se s. 119 om subkorn.

Metallografiske metoder

25

Hg. 16. Etset slip av rent jern. Skråbelysning gjør at nivåforskjellen mellom de enkelte kom fremtrer ved skyggevirkning. 500 X. (1) — elektronkanon I ”

anode

første kollimatorspole

F] A p|

objekt-

(±~ □ F -j

annen kollimatorspole

objektivspole

første okularspole

___ / \___ mellomliggende billedplan

annen okularspole

/_____ \

fluorescerende skjerm

kamera

Fig. 17. Strålegangen i et transmisjon-elektronmikroskop TEM. (6)

26

Fig. 18. TEM billede av aluminium tynnfilm. Billedet viser subkom eller celler som alle tilhører et korn. Celleveggene er et nettverk av dislokasjoner hvis indre struktur er tydelig på område A. 28 000 X. (8)

I scanning-elektronmikroskopet SEM, fig. 19, sveiper en meget smal elektronstråle med frem- og tilbakegående bevegelser over prøvestykket, slik at en liten flate av prøven holdes dekket. Bevegelsene er synkronisert med tilsvarende bevegelser av elektronstrålen i en TV skjerm. Der hvor elektronstrålen treffer prøvestykket, sen­ der dette ut lavenergielektroner, hvis intensitet er en funksjon av den lokale vin-

Metallografiske metoder

27

kei mellom stråle og overflate. Sekundærelektronene mottas og telles av en kollektor, og ved en elektronisk forbindelse sørges det for at intensiteten av strålen i TV skjermen varierer i takt med antall sekundærelektroner som treffer kollek­ teren. Når elektronstrålen løper over prøven, bygges det derfor opp et billede av prøvens topografi på skjermen.

I praktisk metallografi kan man regne med følgende oppløsninger og forstørrelser: Mikroskop Lys SEM TEM

Oppløsning 200 nm (2000 Å) 10 nm ( 100 Å) 1 nm ( 10 Å)

Forstørrelse

1000 X 20 000 X 200 000 X

Elektronmikroskopet har gjort det mulig å studere bl.a. feilstrukturer i gitteret, som f.eks. dislokasjonsnettet A på fig. 18, og vi skylder store deler av de nyere er­ kjennelser i materiallæren til dette instrument. Se s. 84 om dislokasjoner.

28

Makroundersøkelser Overflaten slipes med smergelpapir og etses uten forutgående polering. Den be­ traktes med det blotte øye eller med svak forstørrelse.

Ved makroundersøkelser vil man vanligvis ikke få frem de enkelte korn, men større inhomogeniteter som slagg- og poreansamlinger, sprekker og områder som under størkning er blitt anriket på forurensninger. Den mørke sone i midten av platen på fig. 20 fremkommer fordi dette område er anriket på svovel. I den ned­ erste figur sees tydelig hvorledes sveiseforbindelsen er bygget opp av flere lag, og ellers noen slagginneslutninger mellom lagene.

Fig. 20. Makroslip av plate med seigring og av sveiseforbindelse.

Metallografiske metoder

29

Til sitt bruk er makroundersøkelser meget nyttige fordi de kan gjennomføres raskt og med lite utstyr.

Termiske undersøkelser En del fysikalske egenskaper er direkte knyttet til gitterstrukturen. Ved å måle slike egenskaper kan vi derfor indirekte skaffe oss opplysninger om strukturen. Når et materiale endrer gitterstruktur i fast tilstand, brytes også den gamle korn­ struktur ned og en ny blir bygget opp. En ny gitterstruktur betyr derfor også en ny kornstruktur. La oss f.eks. varme opp rent jern i en smeltedigel og bestemme temperaturen som funksjon av oppvarmingstiden. Vi får da en kurve som vist på fig. 21. De horison­ tale partier på kurven ved temperaturene A3 og A4 betegnes holdepunkter og betyr at varme (energi) tilføres uten at temperaturen stiger. Den tilførte energi

Fig. 21. Termisk undersøkelse av rent jern. Tidsskalaen er et uttrykk for varmetilførselen til prøvestykket, og man ser hvorledes energi lagres i strukturen ved holdepunktene A3, A4 og smeltepunktet når mikrostrukturen forandres. Ved Curiepunktet Å2 skjer det også en energilagring ved oppvarming.

30 lagres her i strukturen ved temperaturen A3 ved at kubisk romsentrert struktur går over til flatesentrert struktur, og ved A4 ved at den flatesentrerte struk­ tur igjen går over til romsentrert. Diskontinuiteten ved A2 kalles Curiepunktet og er ikke et sant holdepunkt, idet kurvens tangent forandrer seg gradvis over et temperaturinterval under A2. Den skyldes heller ikke en strukturforandring, men at jernet går over fra å være ferromagnetisk til å være umagnetisk. Den energilagring som her skjer, er knyttet til elektronenes egenrotasjon.

Materialer som i fast tilstand kan opptre med mer enn én gitterstruktur, kalles polymorfe eller allotrope. Bare få metaller har denne egenskap, og jern er et av dem. Mange av jernets eiendommeligheter og dets fremragende mekaniske egen­ skaper er knyttet til den polymorfe struktur. Her nevnes spesielt at en uønsket kornstruktur kan elimineres ved en varmebehandling over temperaturen A3, altså mens jernet er i fast tilstand. Ved at metallet inntar en ny gitterstruktur, blir også kornstrukturen bygget opp på nytt, og det samme skjer når metallet avkjøles efter varmebehandlingen. Vi kaller denne prosess for en omkrystallisasjon. For andre metaller og legeringer kan man bare oppnå ny kornstruktur ved en kombinert mekanisk og termisk behandling.

Feil i gitterstrukturen representerer en opplagret energi sammenlignet med til­ standen i det perfekte gitter. Derfor kan også forandring av antall og orientering av feilsteder avsløres ved hjelp av termiske analyser.

Dilatometerundersøkelse En annen indirekte metode til å bestemme strukturen er å måle den termiske ut­ videlse ved forskjellige temperaturer. Som vi har sett, er ikke de ulike strukturer nødvendigvis av samme pakningstetthet, og strukturendringen vil derfor avsløre seg som en eller annen uregelmessighet på utvidelsestemperaturkurven. Et instru­ ment som måler termisk utvidelse kalles et dilatometer.

FASER OG FASEDIAGRAMMER De fleste stoffer, elementer som sammensatte stoffer, kan opptre med minst tre forskjellige atom- eller molekylarrangement ved passende valg av trykk og tempe­ ratur. Vi sier at stoffene opptrer i ulike aggregattilstander, den faste, flytende og gassformete tilstand.

I forrige avsnitt så vi at den faste tilstand kan ha mer enn ett atomarrangemen t: materialet er polymorft eller allotropt. Her opptrer f.eks. jern med kubisk romsentrert og kubisk flatesentrert gitter. Metallet tinn krystalliserer efter tetragonalt mønster ved normal temperatur. Men allerede under +18°C er denne struktur ustabil, og metallet forandres til et grått pulver, tinnpest, uten metalliske egenskaper. Omvandlingshastigheten er liten, slik at tinnpest i praksis først opptrer ved meget lavere temperatur. Over 161°C går den tetragonale struktur over til romboedrisk struktur. Lignende forhold gjelder for elementene uran, titan, svovel og fosfor. I den flytende tilstand eksisterer det også et visst system i atom (molekyl) arran­ gementet, og noen stoffer kan derfor vise mer enn én væskestruktur. Den gassfor­ mete tilstand må derimot karakteriseres som komplett uorden, og ingen gasser kan ha mer enn ett atom (molekyl) arrangement. Man kan dog med en viss rett si at det i en gass som er sterkt ionisert, er en enda større uorden blant de enkelte be­ standdeler, idet valenselektronene er avspaltet og ikke lenger bundet til de en­ kelte atomer. En gass i denne tilstand kalles et plasma og betegnes nu og da som den fjerde aggregattilstand.

Med et felles navn kalles de forskjellige tilstander for faser. Slik som forklart foran kan et stoff opptre i flere faser innenfor samme aggregattilstand. En fase kan defineres som en homogen tilstand, når homogen refererer til atom- eller molekylarrangementet. Luft er en enkelt fase ved vanlig trykk og temperatur fordi O2, N2, CO2, He, A og andre molekyler er i homogen blanding.

32 En blanding av alkohol og vann er også en enkelt fase av samme grunn. Melk be­ står i fysikalsk henseende av en grunnvæske hvori det flyter jevnt fordelte fettkuler. Den er ikke homogen i molekylær målestokk, idet hver fettkule er omtrent 3 gm i diameter og inneholder noen titusener molekyler. Melk rommer derfor minst to faser. En rekke av materialenes fysikalske og tildels mekaniske egenskaper er knyttet til de faser de opptrer i. Når materialet skifter fase, forandres også egenskapene. Vi har sett at kornstrukturen bygges opp på nytt i et mate­ riale når det gjennomløper et faseskifte i fast tilstand, og mange mekaniske egenskaper er intimt knyttet til kornstrukturen, se side 11. Innenfor visse grenser øker f.eks. flytegrensen av et metallisk materiale med fin­ heten av komene. Flytegrensen er den laveste normalspenning som fører til mål­ bar plastisk deformasjon. Når materialet flyter, betyr det at atomplanene glir i forhold til hverandre. Men som uordnede områder er korngrensene en hindring mot glidning, og jo mindre avstand mellom grensene, jo større hindring. Alt i alt er så mange materialegenskaper knyttet til faser og faseoverganger at vi trenger en oversiktlig fremstillingsform for de ulike faser og de bestemmende ytre beting­ elser. Det har vi i fase- eller tilstandsdiagrammet. ÉN-KOMPONENT SYSTEMER Erfaring lærer oss at når trykk og temperatur er gitt i et materiale, er også fasen(e) gitt, og med den et antall materialegenskaper. Fasediagrammet på fig. 22 viser spesifikt volum v avhengig av trykk p og temperatur T for et én-komponent sys­ tem, f.eks. et rent metall. Et sammensatt stoff representeres også av et én-komponent system såfremt det er kjemisk stabilt innenfor de trykk- og temperaturkombinasjoner vi betrakter. Faseovergangene dannes av flater som står loddret på p-T planet.

For et bestemt materiale er faseovergangene bundet til et relativt snevert p-T område. De blir borte ved tilstrekkelig høye temperaturer eller trykk, og egentlig er de unntagelser i naturen. Den ene tilstand går da umerkelig over i den annen, og det er ikke mulig å si hvor den ene slutter og hvor den annen begynner. Langs en isobar ytterst til venstre i fig. 22 skjer det således en kontinuerlig overgang fra fast stoff til væske og gass når temperaturen øker. Dette kan oppfattes slik: I fast tilstand er atomene (molekylene) fiksert i sine gitterposisjoner, men svinger om­ kring dem med en energi som er proporsjonal med temperaturen. Eftersom tem­ peraturen øker, blir utsvinget stadig større, og tilstanden kan fortolkes som en større og større grad av uorden mellom atomene med stadig mindre tilknytning til de opprinnelige gitterposisjoner.

Faser og fasediagrammer

33

-------- trykk p

Fig. 22. Spesifikt volum som funksjon av trykk og temperatur i et én-komponent system. De tre faseoverganger mellom fast stoff-væske, væske-gass og fast stoff-gass er flater vertikalt på p-T planet.

Romdiagrammer som foran er besværlige å arbeide med. Man har heller ikke sær­ lig nytte av den tredje akse, for ingen mekaniske egenskaper kan angis som en funksjon av trykk og temperatur alene, slik som spesifikt volum. Projiserer man diagrammet ned i p-T planet, fåes et plant diagram der faseflatene gjenfinnes som linjer. Dette gir de samme opplysninger om eksistensbetingelsene for de enkelte faser og faseoverganger som romdiagrammet. Diagrammet på fig. 23 for rent jern viser de trykk-temperaturkombinasjoner som betinger jernets forskjellige faser. Sammenlign med fig. 21, hvor fasene i fast tilstand ved atmosfæretrykk er gitt.

I fasediagrammer skal både trykk og temperatur oppfattes som uavhengig variable størrelser. Diagrammet forteller hvilken fase eller hvilke faser som er stabile ved en bestemt p-T kombinasjon. Langs en faselinje kan to faser sameksistere, i trippelpunktene tre.

TO-KOMPONENT SYSTEMER Når systemet inneholder mer enn én komponent, må også mengdeforholdet mel­ lom de enkelte komponenter være kjent, i tillegg til trykk og temperatur, for at

34

Fig. 23. Fasediagrammet for rent jern. Langs diagrammets linjer kan to faser sameksistere, og tre faser i trippelpunktene hvor to linjer møtes. (9)

systemet med dets faser og andre egenskaper skal være bestemt. For et to-komponent system kan vi likevel oppnå en enkel fremstilling i et plant diagram ved å gi avkall på trykket som variabel størrelse. For oss som bare arbeider med metalllegeringer, kan dette skje uten særlig savn, siden de fleste metallurgiske prosesser foregår ved atmosfæretrykk, og siden legeringene hovedsakelig anvendes ved atmosfæretrykk. Imidlertid er det i dag en stigende interesse for vakuumsmelting av metaller for å hindre at smeiten tar opp gasser fra luften, og likeså foregår mange plastiske formingsprosesser under høyt trykk. Vi må være klar over at fasediagrammer som er tegnet for atmosfæretrykk, ikke uten videre kan benyttes i disse tilfeller.

Som et eksempel på et to-komponent (binært) system velger vi vann - anilin. Vann kan løse små mengder anilin, og tilsvarende kan anilin løse små mengder vann. Dette betyr at de fysikalske forhold i vannfasen fremdeles består eller bare lider små forandringer når et begrenset antall vannmolekyler byttes ut mot anilinmolekyler. Tilsvarende består anilinfasen selv om et begrenset antall anilinmolekyler erstattes av vannmolekyler. På fig. 24 angir linje X-Z maksimal masseprosent anilin som kan løses i vannet, og Y-Z maksimal masseprosent vann som kan løses

Faser og fasediagrammer

35

Fig. 24. Fasediagrammet for systemet vann - anilin. Linjene X-Z og Y-Z angir løseligheten av henholdsvis anilin i vann og vann i anilin. Innenfor X-Z-Y linjen består systemet av to faser, utenfor av én.

i anilinet, begge avhengig av temperaturen. De to linjer faller sammen i Z, og over 170°C kan en hvilken som helst mengde anilin løses i vann eller omvendt. Her er de termiske bevegelser i væsken så store at sammenhengen ikke forstyrres selv om et stort antall av vannmolekyler byttes ut med anilinmolekyler, eller et stort antall anilinmolekyler byttes ut med vannmolekyler.

Faselinjen X-Z-Y deler diagramflaten i tre:

Mellom linjen og de to ordinater er vannfasen henholdsvis anilinfasen stabil. Under linjen er begge fa«er stabile. La oss så undersøke en blanding med q% anilin. Over 160°C er det fullstendig oppløselighet, og blandingen eksisterer som en enkelt fase. Hva skjer når vi avkjøler til f.eks. 80°C? Her er det bare delvis oppløselighet tilstede, og bland­ ingen spalter seg i en vannfase mettet på anilin og en anilinfase mettet på vann. Fasenes sammensetning er bestemt av isotermens skjæringspunkter med faselinjen altså v% og a% anilin. Hvis man går ut fra en blanding med et anilininnhold som er høyere enn q, har man

36 ved nedkjøling til 80°C fremdeles de to faser med samme sammensetning v og a. Det eneste som er forandret er mengdeforholdet mellom fasene.

La oss anta at vi har V massedeler vannfase med v% anilin A massedeler anilinfase med a% anilin

I vannfasen og anilinfasen er det da henholdsvis V v og A-a massedeler anilin, og masselikevekt gir: V-v+ A-a = (V + A)q A(a-q) = V(q - v) A _ q-v V a-q

(1)

Denne ligning kalles hevarmloven, fordi de to masser A og V balanserer på en sym­ bolsk hevarm med armer q - v og a - q som vist på fig. 24. Fig. 24 er fasediagrammet eller tilstandsdiagrammet for systemet vann-anilin i et begrenset temperaturinterval. Diagrammet forteller oss hvor mange faser som er tilstede, og hvilket anilininnhold de har ved en gitt kombinasjon av systemets sammensetning og temperatur. Når vi bruker hevarmloven, vil diagrammet også fortelle oss om mengdeforholdet mellom to faser i de områder av diagrammet hvor to faser kan sameksistere. Diagrammet gjelder for 1 atmosfæres trykk.

Som tidligere påpekt er både sammensetning og temperatur uavhengig variable størrelser. Hvis oppgaven er å finne fasene ved en bestemt sammensetning og temperatur, kommer man lettest frem ved å gå ut fra den gitte sammensetning og anta en så høy temperatur at det bare finnes én enkelt fase. Blandingen avkjøles så til den gitte temperatur langs en vertikal linje der sam­ mensetningen er konstant, idet man husker at en énfaseblanding spal­ tes opp i to faser når man passerer en faselinje. Sammen­ setningen av de to faser avleses direkte av diagrammet, idet det forutsettes at beg­ ge faser har samme temperatur. Mengdeforholdet finnes av hevarmloven-

LEGERINGER De rene metaller er ikke særlig hensiktsmessige for praktiske formål. Rent kobber og ren aluminium som gode elektriske ledere danner unntagelser. Allerede for 5000 år siden fant våre forfedre at en blanding av 90% kobber og 10% tinn meka­ nisk sett var betydelig bedre enn det rene kobber og det rene tinn. Vi kaller en slik metallblanding for en legering. Den kan være en blanding av metaller eller av me­ taller og metalloider. For å kunne bære navnet legering kreves imidlertid at bland­ ingen har typisk metalliske trekk, som f.eks. metallglans, god elektrisk og termisk konduktivitet m.v. En legering av to komponenter kalles binær, av tre komponen­ ter ternær og av fire quaternær. Er det flere enn fire komponenter, er legeringen kompleks. Generelt gjelder at man ved legering kan få frem helt nye egenskaper, både meka­ niske, fysikalske og kjemiske egenskaper som ikke karakteriserer noen av de en­ kelte komponenter. Typiske eksempler er:

1. Jern og nikkel er begge ferromagnetiske ved værelsetemperatur. Legerer man jern med nikkel, fåes fortsatt et ferromagnetisk materiale inntil ca. 20% Ni. Da blir jernet umagnetisk, men ved et nikkelinnhold over 40% blir det igjen ferromag­ netisk. 2. Rent kobber og ren nikkel har en konduktivitet på henholdsvis 57 MS/m og 14,5 MS/m. I en legering på 60% Cu og 40% Ni er konduktiviteten lavere enn i hver av komponentene, nemlig 2,0 MS/m, og legeringen er et almindelig materiale i elektrisk motstandstråd. 3. Både jern og nikkel har det vi kan kalle normal varmeutvidelse ved værelsetem­ peratur. Men i en legering av 36% Ni og 64% Fe er varmeutvidelseskoeffisienten nær 0, og legeringen benyttes derfor i klokker og andre instrumenter hvis nøyak­ tighet er avhengig av geometrisk stabilitet.

38

c'x- ’

4. Kobber er et rødt, nikkel et hvitt metall. Legeres nikkel med kobber, beholder materialet den hvite nikkelfarve inntil 60% Cu. Da først slår farven om til en gyl­ den tone som blir mørkere med økende kobberinnhold. Legeringen 60% Cu - 40% Ni benyttes til mynter og er det billigste materiale som kan illudere sølv i farven. 5. Gull kan legeres med anselige mengder platina uten at farven og densiteten li­ der. Omkring 1750-tallet ble dette et problem for den spanske regjering, fordi platina ble utvunnet i Ny Granada og brukt til å forfalske gull. Det førte bl.a. til at regjeringen forbød all import av platina til Spania.

En legering kan under visse forhold oppfattes som en løsning, under andre forhold som en mekanisk blanding. Det karakteristiske for en løsning er at de enkelte komponenter er homogent blandet med hverandre helt ned til molekylær eller atomær størrelse. Med andre ord: en løsning inneholder bare én enkelt fase. len løsning kan ikke de enkelte bestanddeler skilles fra hver­ andre med noen mekanisk metode, sammenlign f.eks. det meget aktuelle problem med å lage ferskvann av sjøvann. En løsning er ikke nødvendigvis en væske, det kan være en gass, og det kan være et fast stoff. Den siste tilstand er av særlig in­ teresse for oss.

FASEDIAGRAMMER FOR BINÆRE LEGERINGER

En rekke teknisk viktige metaller løser seg fullstendig i hverandre i smeltet tilstand likedan som vann og anilin over 170°C eller alkohol og vann ved vanlig temperatur. For enkelte metaller som bly og sink er det bare delvis løselighet tilstede. I smeltet tilstand danner disse metaller to adskilte faser, en sinkholdig blyfase og en blyhol­ dig sinkfase. Den siste er lettest og flyter på blyfasen. Andre metaller som bly og jern er på det nærmeste løselige i hverandre i smeltet tilstand.

For å oppnå skikkelige legeringsmuligheter må man stille som betingelse at det er full løselighet i smeltet tilstand, og bare legeringer som tilfreds­ stiller denne betingelse vil bli diskutert her. Når kompo­ nentene ikke er løst i hverandre, består smeiten av to adskilte lag, og man oppnår ikke den intime blanding som er nødvendig for at blandingen kan kalles en leger­ ing. Vedstørkning og nedkjøling kan man skjelne mellom et begrenset antall prinsipielt forskjellige forløp av prosessen. Vi skal se nærmere på tre slike forløp med tre til­ hørende typer fasediagrammer, nemlig:

Legeringer

39

1. De to komponenter er ikke løselige i hverandre i fast tilstand. 2. De to komponenter er fullstendig løselige i hverandre i fast tilstand. 3. De to komponenter er delvis løselige i hverandre i fast tilstand. Atomordningen i fast tilstand i de tre legeringstyper er vist skjematisk på fig. 25.

(a)

(b)

(c)

Fig. 25. Atomarrangement i tre legeringstyper: (a) De to komponenter er uløselige i hverandre. (b) De to komponenter er fullstendig løselige i hverandre. (c) De to komponenter er delvis løselige i hverandre.

Full løselighet i smeltet tilstand, ingen løselighet i fast tilstand Systemet bly-antimon danner tilnærmet en slik legering. Den ble tidligere meget anvendt som typemetall i trykkeriene, men er nå på vei ut som følge av nye reproduksjonsmetoder.

Bly krystalliserer efter det kubisk flatesentrerte, antimon efter det romboedriske system. Atomradiene for bly og antimon er henholdsvis 3,49 Å og 3,23 Å, med valenselektroner henholdsvis 4 og 5. Alt i alt er ulikhetene mellom de to atomer såpass store at man ikke kan vente nevneverdig løselighet i fast tilstand. La oss bestemme faseovergangene ved størkning og nedkjøling av smeiten for et passende antall sammensetninger ved å måle temperaturen som funksjon av tiden, se fig. 26 (a). Bakgrunnen for denne fremgangsmåte er forklart tidligere under termiske analyser på side 29. Vi betrakter nærmere en av de temperatur-tid kur­ vene vi får frem på denne måte, f.eks. den som er tilordnet konsentrasjonen 50% antimon. Kurven er jevnt fallende til 490°C, der tangenten gjør et sprang. Et til­ svarende sprang skjer ved 252°C. De sprangvise endringer er uttrykk for varmetoninger og er knyttet til forandringer i krystallstrukturen. Ved å betrakte smeiten ser man at det utskilles krystaller i den ved 490°C, og at krystallmengden øker ved videre nedkjøling. Under 252°C er hele smeiten omdannet til krystaller.

40

(b) Fasediagrammet for legeringen Pb-Sb. (c) Massefordeling av strukturelementer i fast tilstand.

Fig. 26. (a) Avkjølingskurver for ulike sammensetninger av legeringen Pb-Sb.

Legeringer

41

Vi avsetter nå de observerte sprang i temperatur-tid kurvene i et diagram der masseprosent antimon i legeringen er abscisse og temperaturen er ordinat. Punktene forbindes, og vi får fasediagrammet for legeringen Pb-Sb slik det er vist på fig. 26 (b). Linjene kalles liquidus og solidus, svarende til våre observasjoner om at ved temperaturer over liquidus er hele legeringen smeltet, ved temperaturer under soli­ dus er hele legeringen størknet.

Hva kan vi videre lese oss til av diagrammet? Anta en legering av qx% Sb. For tem­ peraturer over liquidus Tj er legeringen én enkelt fase, idet Pb og Sb atomene er i homogen blanding, og hele legeringen er smeltet. Vi nedkjøler så til en tempera­ tur T2, noe under liquidus Tj. Når T] passeres, spaltes den tidligere énfaselegering i to faser. Fasenes sammensetning kan avleses direkte av diagrammet som skjæringspunktene mellom faselinjene og den aktuelle isoterm. Ved temperaturen T2 er sammensetningen gitt ved S2% Sb og 100% Sb, idet vi regner Y-aksen som en del av solidus. Fasen S2 er smelte, fasen 100% Sb er faste antimonkrystaller. Masseforholdet mellom de to faser kan regnes ut av hevarmloven:

smelte = krystaller

~4x qx-S2

Antimonkrystallene flyter i smeiten som antydet skjematisk på fig. 26 (a). De vokser ut fra kim (områder som er gunstige for krystallisering). Antall kim i smei­ ten til enhver tid og krystallenes veksthastighet er bestemmende for antall krystal­ ler, og dermed for finheten av den endelige struktur. Fasediagrammet og hevarm­ loven kan imidlertid bare opplyse om den samlede k r y s t a 1 1 m a s s e, og man må gå til andre betraktningsmåter for å finne ut hvorledes massen fordeler seg mellom de enkelte krystaller (se senere kapitel om størkning).

Vi avkjøler nå blandingen videre ned til T3, like over solidus. Massen av antimon­ krystaller øker ved at de gamle krystaller vokser og ved at nye dannes, og som en konsekvens blir smeiten fattigere på antimon. Konsentrasjonen følger liquidus. Ved temperaturen T3 er smeltefasen gitt ved S3% Sb, og krystallfasen er fortsatt 100% Sb. Massen av krystaller er øket i forhold til massen av smelte:

smelte krystaller

~qx qx- S3

Under hele nedkjølingen fra Tj til T3 har man kunnet oppfatte smeltefasen som en løsning som er mettet med antimon. Siden det stadig skilles ut antimon­ krystaller, blir smeiten tilsvarende rikere på bly. Før eller senere blir den også mettet med bly, og dette skjer ved temperaturen Te når smeltens konsentrasjon

42

0

er qe. En fase som er mettet med begge de bestanddeler den er bygget opp av, må få den egenskap at konsentrasjonen holder seg konstant ved størkning. En liten utkrystallisering av det ene stoff fører jo straks til at smeiten blir overmettet med det andre stoff, som følgelig også vil skilles ut som krystaller. Av dette følger også at fasen størkner isotermt som et rent metall siden sammensetningen ikke forand­ res under størkningen. Ved fortsatt varmebortledning vil derfor smeltefasen med konsentrasjonen qe størkne isotermt til en mekanisk finfordelt blanding av de to bestanddeler bly og antimon. En strukturbestanddel som felles ut isotermt av en smeltefase mettet på begge komponenter, kalles et eutektikum (som betyr god blanding). Tilsvarende beteg­ ner man størkningen som den eutektiske reaksjon, og Te og qe som hhv. den eutektiske temperatur og den eutektiske konsentrasjon.

Under temperaturen Te består strukturen av antimonkrystaller og eutektikum med masseforhold

eutektikum = antimon

100 ~Qx qx-qe

med en fordeling som vist på strukturskissen på fig. 26. De stripete områder er eutektikum. Ved videre nedkjøling skjer det ingen faseforandring. I strukturen finner man eutektiket fordelt som små, adskilte elementer på lig­ nende måte som antimonkrystallene. Men siden eutektiket består av to faser, er ikke elementene sanne krystallitter eller korn. Innenfor et eutektisk element kan de to faser fordele seg på forskjellige måter, som lameller, der den ene fase veksler med den annen, som plater med vekslende orientering, som små kuler i en grunn­ masse m.v. Man må altså skjelne mellom faser og strukturelementer. Masseforholdet mellom fasene bly og antimon under temperaturen Te er bly _ 100 ~ clx antimon qx

Blyfasen er fordelt i eutektiket, antimonfasen finnes både i eutektiket og som separate korn. Men det er vanligvis av større interesse å vite at det finnes to struktur­ elementer, nemlig det rene metall antimon og et eutektikum bestående av

Legeringer

43

12% antimon og 88% bly, og at masseforholdet er

eutektikum antimon

qx-qe

I prinsippet er størkne- og nedkjølingsforløpet det samme for alle utgangskonsentrasjoner qx som er større enn den eutektiske konsentrasjon qe. Når qx er mindre enn qe, vil det skilles ut blykrystaller av smeiten i stedet for antimonkrystaller, men forøvrig er forløpet som forklart foran.

Hvis utgangskonsentrasjonen er lik den eutektiske konsentrasjon qe, størkner hele smeiten isotermt til eutektikum ved temperaturen Te, og det skjer ingen videre forandringer ved nedkjøling til værelsetemperatur. Går man ut fra de rene metaller bly og antimon, er naturligvis eutektikets konsentrasjon i strukturen 0. Masseandelene ved værelsetemperatur ved de ulike utgangskonsentrasjoner kan derfor representeres ved diagrammet på fig. 26 (c). Man aksepterer kanskje ikke uten videre det forhold at en tilsetning av små meng­ der antimon til bly vil senke smeltepunktet, når antimon vitterlig smelter ved en høyere temperatur enn bly. Følgende betraktning kan hjelpe på forståelsen: Anta et system bestående av blykrystaller i en smelte av bly. Systemet har smeltetemperatur og er varmeisolert fra omgivelsene, fig. 27.

Fig. 27. I et rent metall på smeltepunktet er det likevekt mellom løsningshastighet og krystallisasjonshastighet. Hvis blysmelten fortynnes med antimonatomer som er uløselige i blygitteret, reduseres krystallisasjonshastigheten, mens løsningshastigheten blir upåvirket. Resultat: blykrystallene går i løsning.

Forholdet mellom mengde av smelte og krystaller er da konstant. Dette oppfattes slik at reaksjonen P^kryst

P^smelte

går med samme hastighet begge veier. Anta at vi nå kaster inn noen antimonkrys-

44 taller i smeiten. De kan være så få at varmebalansen i systemet ikke forrykkes. Antimon vil løse seg opp i blysmelten. Hastigheten i reaksjonen fra høyre til vens­ tre i ligningen foran blir da mindre enn før, siden konsentrasjonen av blyatomene i smeiten er blitt mindre. Reaksjonshastigheten mot høyre er imidlertid upåvirket siden konsentrasjonen av blyatomer i blykrystallene er konstant, og tilsammen be­ tyr dette at blykrystallene går i oppløsning. Antimonatomene går ikke inn i reak­ sjonen på annen måte enn at de reduserer konsentrasjonen av bly i smeiten, idet de ifølge forutsetningen ikke kan erstatte bly i blygitteret. For igjen å få balanse må altså temperaturen i systemet senkes.

De rene metaller har en fast størknetemperatur, og vi har sett at det samme gjelder for et eutektikum. De øvrige legeringer størkner over et temperaturintervall. Det ligger ikke noe mer merkverdig i dette enn at sammensetningen av smeltefasen i en legering forandrer seg under størk­ ningen, mens den er konstant for et rent metall og for den spesielle sammen­ setning som er representert av eutektiket.

Full løselighet i smeltet og fast tilstand (énfaselegeringer) Eksempler på slike legeringer er systemene Cu-Ni, Fe-Mn, Ag-Au og mange andre. Da full løselighet i fast tilstand betyr at de to atomer gjensidig skal kunne erstatte hverandre i metallgitrene, må de oppvise adskillig likhet både når det gjelder størrelse og andre egenskaper, bl.a. må de krystallisere med samme gitter­ struktur. Vi bestemmer nå fasediagrammet for legeringen nikkel-kobber ved å ta opp avkjølingskurver for et passende antall sammensetninger, fig. 28. Vi antar så en vil­ kårlig konsentrasjon qx og følger størkne- og nedkjølingsforløpet:

Over liquidus Ti er hele legeringen smeltet, og det finnes bare én fase. Når liquidus passeres under nedkjøling, spaltes smeltefasen opp i to faser, hvis sammenset­ ninger er gitt ved skjæringspunktene mellom den aktuelle isoterm og liquidus og solidus. Ved temperaturen T2 noe under er sammensetningen a2 og S2 . Fa­ sen a2 ligger på solidus og er følgelig fast stoff. Den består av Ni-krystaller der a2 masseprosent av atomene er byttet ut med Cu-atomer. Fasen er altså en fast løs­ ning av Cu i Ni. Den kalles også blandkrystaller. Fasen S2 er smeltet og består av en blanding av Ni- og Cu-atomer med S2 masseprosent Cu. Masseforholdet mel­ lom de to faser finnes av hevarmloven:

blandkrystaller smelte

_

S2 - qx Qx a2

Legeringer

Ni

30% Cu 70% Cu

Cu

45

r1500°C

1 500-r

1453 -

tem peratur

1400-

-1400

q

smelte

1300-

1200-1

-1300

-1200

1100-

1083

1000

blandkrystaller

900 J 20

Ni

40

60

H100

-1000

------ T------ 1-900 80 100%

masse % Cu

Fig. 28. Avkjølingskurver og fasediagram for systemet nikkel-kobber. Over liquidus består legeringen av smelte (én fase) og under solidus av blandkrystaller av én fase.

Ved en videre nedkjøling forandrer fasene sine sammensetninger. Ved tempera­ turen T3 er konsentrasjonen av Cu øket i krystallfasen til a3. Dette betyr at de tidligere utfelte krystaller med sammensetning ax, a2 m.v. øker sitt innhold av Cu. Ved temperaturen T3er konsentrasjonen helt jevn i alle krystaller, både i de først utfelte og de sist utfelte, og lik a3. En forutsetning for at denne tilstand skal kunne opptre er at avkjøl­ ingen foregår så langsomt at det blir tid til fullstendig konsentrasjonsutjevning i krystallene ved diffusjon.

Masse kan transporteres ved to mekanismer: konveksjon og diffusjon. Konveksjon er karakterisert ved at et stort antall naboatomer (molekyler) beveger seg med lik hastighet slik det kan skje i en væske og en gass. Ved diffusjon beveger atomene seg uavhengig av hverandre og med ulik hastighet i små steg av størrelse på en atomavstand. En slik transport er også mulig i et fast stoff. 1 et krystallisk materi­ ale som et metall eller en legering, er diffusjonshastigheten først og fremst avhengig

46

av temperaturen og av antall gitterfeil, slik at jo høyere temperatur og jo større feilkonsentrasjon, jo større hastighet. Diffusjon blir behandlet i et senere kapitel, side 113. I smeltefasen har innholdet avCu øket fra Si til S3. Her kan konsentrasjonen jev­ nes ut både med diffusjon og konveksjon, og dette skjer i løpet av kort tid.

Forholdet mellom massene av de to faser ved temperaturen T3 finnes som før av hevarmloven: krystaller _ smelte

S3 -qx qx-a3

Ved temperaturen T4 er all smelte størknet til blandkrystaller av sammensetning qx, svarende til utgangskonsentrasjonen i smeiten. Ved videre nedkjøling blir sam­ mensetningen konstant. En del legeringer, blant dem jern-krom, viser diagrammer med typiske minima eller maksima som på fig. 29. Ved en kritisk utgangskonsentrasjon foregår størk­ ningen isotermt.

Fig. 29. Noen énfase legeringer har liquidus- hhv. solidusforløp med utpregede minima og mak­ sima. Ved den kritiske konsentrasjon størkner legeringen isotermt slik som rene metaller.

Krystallseigring Fasediagrammet angir forholdene ved termodynamisk likevekt, hvilket vil si den endelige tilstand som systemet streber mot, men som det aldri helt vil nå. Like­ vekt forutsetter bl.a. at alle konsentrasjonsgradienter innen en og samme fase er jevnet ut. I smeltefasen tilfredsstilles denne betingelse forholdsvis lett. I krystall-

Legeringer

47

fasen derimot, der diffusjon er den eneste mekanisme for utjevning av konsentrasjonsforskjeller, vil man i almindelighet måtte kreve en meget langsommere av­ kjøling enn det som er vanlig i praksis. La oss anta konsentrasjonen qx og tempera­ turen T2 på fig. 30. Konsentrasjonen i krystallfasen er da a2 under forutsetning av

Fig. 30. Krystallseigring. Ved praktiske avkjølingshastigheter er det ikke tid til fullstendig konsentrasjonsutjevning i krystallfasen, og konsentrasjonen av B øker utover i krystallet. Den prikkede linje angir gjennomsnittlig konsentrasjon i hvert krystall.

at avkjølingen fra temperaturen Ti har foregått så langsomt at alle konsentrasjonsdifferanser er utjevnet. Ved praktisk avkjølingshastighet blir det ikke tid til full­ stendig utjevning. Når et krystall fødes ved temperaturen Tj, er konsentrasjonen ub men ved synkende temperatur øker konsentrasjonen av de sist ordnede atomer. Ved T2 har således det samme krystall en kjerne med konsentrasjon a1, og i det ytterste lag er den øket til a2. Den gjennomsnittlige konsentra­ sjon kan være a2, og øker langs den prikkede linje når temperaturen faller yt­ terligere. Ved likevekt er hele smeiten størknet ved T3. Men når avkjølingen fore­ går raskt, er den gjennomsnittlige konsentrasjon ved T3 lik u3', altså mindre enn utgangskonsentrasjonen qx. Nå må naturligvis legeringens gjennomsnittlige kon­ sentrasjon i størknet tilstand være lik utgangskonsentrasjonen qx, og dette kan først skje ved temperaturen T4 som er lavere enn solidustemperaturen T3. De sist størknede områder har da sammensetningen a4 . Det fenomen at blandkrystallene opptrer med ujevn sammensetning, kalles krys­ tallseigring. Stor avkjølingshastighet og stort størkningsintervall øker seigringen, fig. 31. Legeringer hvis konsentrasjon svarer til maksimum- eller minimumstemperaturen på fig. 29, er fri for seigring uansett avkjølingshastigheten. I nedkjølte blandkrystaller med seigring er tendensen til konsentra-

48

sterkt seigret

moderat seigret

ensartet sammensetning

Fig. 31. Avkjølingshastighetens betydning for graden av mikroseigringer. (2)

sjonsutjevning stadig tilstede. Noen utjevning av betydning kan imidlertid ikke finne sted så lenge temperaturen er lav og atombevegeligheten er begrenset. Men vanligvis kan strukturen homogeniseres ved varmebehandling ved en passende temperatur under solidus. Dette er av praktisk betydning, siden en seigret struktur i mange tilfeller har uønskede egenskaper. Fig. 32 (a) viser strukturen i en legering med 48% Mo og 52% V. Dendrittene kommer frem under etsingen, og dette skyldes nettopp at konsentrasjonen forandrer seg fra begynnende til avsluttende størkning. Efter en varmebehandling ved 1500°C er seigringene på det nærmeste utjevnet, fig. 32 (b).

Blandkrystallers egenskaper I innledningen til kapitlet om legeringer ble det pekt på hvorledes legeringene kun­ ne vise uventede egenskaper som ikke karakteriserte komponentmetallene. Denne eiendommelighet er nettopp knyttet til blandkrystallene. På fig. 33 sees hvorledes mekaniske og fysikalske egenskaper varierer for en Ag-Au legering som danner blandkrystaller ved alle konsentrasjoner. Bortsett fra densitet og termisk utvidel­ seskoeffisient som varierer lineært, viser alle egenskaper maksima og minima. For­ andringen er størst ved den første tilsetning av legeringselementet, og den avtar så efter hvert, går gjennom 0 og skifter fortegn. Spesielt kan man merke seg kon-

Legeringer

49

Fig. 32. (a) er strukturen i en støpt Mo-V legering. Etsemønsteret som tegner dendrittene skyl­ des konsentrasjonsforandringen fra begynnende til avsluttende krystallisasjon, (b) Efter en var­ mebehandling ved 1500°C i 45 min. er seigringene stort sett utjevnet. 135 X. (10)

50 1O63°C

0

Ag

10

20

30

40

50

60

masse%Au

70

80

90

100 Au

Fig. 33. Fysikalske og mekaniske egenskaper for legeringssystemet Ag-Au. Bortsett fra densitet og termisk utvidelseskoeffisient viser alle egenskaper typiske maksima eller minima, med størst variasjon ved lavest konsentrasjon. (9)

duktiviteten som er meget følsom for små innlegeringsmengder. Man finner den karakteristiske form på egenskapskurvene igjen hos alle binære énfaselegeringer.

Full løselighet i smeltet tilstand, delvis løselighet i fast tilstand En representant for et slikt system er sølv-kobber, vist på fig. 34 (a). Størkne- og avkjølingsforløpet ligner det som tidligere er beskrevet for legeringer uten løselig­ het mellom komponentene. Forskjellen beror på at de to faste faser nu består av blandkrystaller i stedet for rene komponenter. Vi nedkjøler en legering med utgangskonsentrasjon qx fra smeltet tilstand. Ved temperaturen T\ spaltes smeiten opp i to faser, en fast fase 3i av blandkrystaller av kobber med noe løst sølv, og en smeltefase. Ved T2 er konsentrasjonen av den faste fase (32 °g av smeltefasen S2. Masseforholdet finnes av hevarmloven. Ved

Fig. 34. (a) Fasediagrammet for legeringssystemet sølv-kobber. (b) Sekundær a utfelles i primær j3 ved nedkjøling under Te . (c) Massefordeling av strukturelementer ved T4 . Sekundære utfellinger i eutektiket er undertrykket, (d) Skjematisk fordeling av 3 og eutektikum i en legering av sammensetning q x like under eutektisk temperatur T e . (e) Sekundær utfelling av a og (3 faser i primærstrukturen.

1100

Legeringer

51

52 videre nedkjøling faller konsentrasjonen av Cu i begge faser, til henholdsvis (3e og qe ved den eutektiske temperatur Te. Her størkner så restsmelten til et eutekti­ kum som utgjøres av en mekanisk finfordelt blanding av en sølvfase med noe opp­ løst kobber, a-fasen, og en kobberfase med noe oppløst sølv, j3-fasen. Konsen­ trasjonen av disse faser er gitt ved skjæringspunktene mellom isotermen Te og venstre og høyre solidus.

Legeringen består nå av to strukturelementer, nemlig eutektiket og kom av j3-fase. Eutektiket er selv bygget opp av lameller av avvekslende a- og j3-korn. I et plant snitt avtegnes de som striper av vekselvis a og j3. Vi tar for oss hver av de to struk­ turelementer j3-kom og eutektikum og følger dem ved fortsatt avkjøling:

La oss tenke oss /Lkomenes sammensetning Øé litt større enn den ideelle sammen­ setning j3e, fig. 34 (b). De er da blandkrystaller av én enkelt fase. Når de avkjøles, avtar løseligheten av sølv i fasen. Ved T3 passeres løselighetsgrensen og sølvrike a-krystaller skilles ut inne i Ø-kornene. Ved T4 er sammensetning­ en av de to faser a4 og fi4. Masseforholdet finnes av hevarmloven: /3-fase _ ~ Q4 a-fase (34 - fié

På fig. 34 (e) er utfellingene antydet som tynne striper i komene.

Ved Te består eutektiket av a- og Ø-fase. Under avkjøling faller løseligheten i begge faser, og ved å følge resonnementet foran finner vi ved temperaturen T4 at det i Ø-fasen er utskilt a elv konsentrasjonen a4, og i a-fasen (3 av konsentra­ sjonen 04.

En utfelling inne i en fast fase kalles sekundær, i motsetning til primærutfelling i en smelte. Alle utfellinger forutsetter diffusjon, altså at det kan finne sted en ut­ strakt grad av omplassering av atomene. I fast tilstand er atombevegeligheten me­ get mindre enn i en smelte, og mindre jo lavere temperaturen er. Ofte vil derfor de sekundære utfellinger undertrykkes, og i stedet får man en struktur av overmettede faser. Strukturen er da ustabil, og de undertrykkede faser vil kunne skil­ les ut efter kortere eller lengre tid i en meget finfordelt fonn, ofte foranlediget av temperaturøkning eller plastisk deformering av legeringen. Dette forhold har stor praktisk betydning, siden materialstyrken øker når det skilles ut fint fordelte be­ standdeler i grunnfasen. F.eks. kan en aluminiumlegering med 4% Cu herdes ved bråkjøling fra ca. 500°C med påfølgende vannebehandling i noen timer ved 170°C. Efter den første behandling er Cu i overmettet løsning, men felles ut som et fin­ fordelt partikkelnett av CuÅl2 når temperaturen økes til 170°C. Dette bevirker at

Legeringer

53

flytegrensen heves fra ca. 100 MPa i ubehandlet tilstand til opp mot 300 MPa. I fig. 34 (c), hvor massefordelingen av strukturelementer og faser er opptegnet, har man antatt at sekundære utfelninger i eutektiket er undertrykket.

Det eutektiske system som er behandlet tidligere på side 42, og som forutsetter fullstendig uløselighet i fast tilstand, er egentlig et spesialtilfelle av systemet eutek­ tikum og blandkrystaller, og et tilfelle som aldri forekommer i praksis. Man vil nemlig selv mellom de mest ulike atomer kunne regne med en viss liten løselig­ het. Når det her er valgt å behandle tilfellene separat, skyldes dette pedagogiske grunner.

På fig. 35 finner man inntegnet en del fysikalske og mekaniske egenskaper for 1083

1100.

1000-

960

■1000

liquidus

900.

- 900

solidus

800. 8,8% Cu

-1100

779

28,1% Cu

- 800 92% Cu

80-

Brinell hårdhet

80

70

70

60

60

konduktivitet [MS/m]

50.

50

40.

40

strekkfasthet x 10 [MPa] temp.koeff. for konduktivitet x 10^ [°C 1 | bruddforlengelse %______ termospenning mot Pb x IQ"2 [m\//oC]

30.

20.

0

Ag

20

___________ termisk utvidelseskoeff. x W"6 pC"1 ]

densitet x 103 [kg/m3 ]

10.

'

30

’

T

I

10

20

30

T----------- J----------- 1----------- !----------- 1------------j------------

40

50

60

masse% Cu

70

80

90

100

Cu

Fig. 35. Fysikalske og mekaniske egenskaper for legeringer i systemet Ag-Cu. Egenskapsforandringene er størst når konsentrasjonen av legeringselementet er liten og er større i én- enn i tofaseområdene. (9)

54 legeringen Ag-Cu ved værelsetemperatur. Man ser tydelig at de største forand­ ringer skjer når legeringen består som enkelt fase. Men ellers må man huske at legeringen hovedsakelig er sammensatt av a-, henholdsvis Ø-fase, i et ganske bredt konsentrasjonsintervall, fig. 34 (c), og man må vente at de typiske énfaseegenskaper strekker seg et stykke inn i tofaseområdene. Egenskapsforløpet på fig. 35 er karakteristisk for de tilsvarende legeringssystemer, men i praksis vil man kunne finne store avvik. Dette kommer av at mange egenskaper, spesielt fasthetsegenskapene, er knyttet til kornstrukturen, korngrensene og feil i krystallstrukturen, og altså ikke har direkte sammenheng med de enkelte faser. Mer vil bli sagt om dette senere.

Mellomliggende (intermediære) faser og kombinerte systemer Et stort antall binære legeringer kan fremstilles ved de fasediagrammer som er be­ handlet foran, eller som kombinasjoner av dem. På fig. 36 sees hvorledes systemet

Fig. 36. Fasediagrammet for systemet Mg-Si er bygget opp av to enkle eutektiske systemer, henholdsvis Mg-Mg2Si og Mg2Si-Si.

Legeringer

55

Mg-Si danner en kjemisk forbindelse Mg2 Si ved 38% Si, og hvorledes fasedia­ grammet kan bygges opp av to kjente diagramkomponenter. Når vi i de følgende kapitler skal diskutere bestemte legeringer og legeringssystemer, vil fasediagrammene bli trukket frem igjen i den utstrekning de kan lette forståelsen av legeringsegenskapene.

TERMODYNAMISKE BETRAKTNINGER OM LEGERINGER Fri entalpi Hvorfor velger noen legeringer å opptre som blandkrystaller, andre som rene me­ kaniske blandinger av de to elementer og andre igjen som både blandkrystaller og mekaniske blandinger?

Spørsmålet kan tilbakeføres til legeringenes energiinnhold, og svaret er at en legering inntar de faser og den massefordeling mel­ lom fasene der den fri entalpi av legeringen er et mi­ nimum.

Fig. 37. Snoren a går gjennom ringen i loddet G og er festet i punktene A og B. Loddet er i likevekt i punkt h0, hvor den potensielle energi er lavest mulig.

Fig. 37 viser et mekanisk system der et lodd G er tredd inn på en snor hvis ender er festet i A og B. Mulige tilstander (stillinger, posisjoner) av loddet er alle punkter på elipsen med brennpunkter A og B, men overlatt til seg selv inntar loddet den tilstand der den potensielle energi av loddet (systemet) er et minimum. I et termodynamisk system, f.eks. en legering, må en ved siden av mekanisk energi og mekanisk arbeid også regne med termisk energi. Man definerer her størrelsen

56 fri entalpi G,

G = H-TS (2) hvor H er entalpi, S er entropi og T er absolutt temperatur. Anta en metallurgisk reaksjon som A-Ag + B-Cu -> C-a + D-j3 (3) der a og (3 henviser til blandkrystaller av hhv. sølv og kobber, fig. 34, og A,B, C og D er mengden av de enkelte reaktanter og produkter. Termodynamikken sier nå at C, a, D og (3 vil innstille seg slik at den fri entalpi av produktene på høyre side av ligningen blir et minimum. ErGi ogG2 den samlede fri entalpi av hhv. reaktanter og produkter, har vi ved konstant tem­ peratur

fri ental i forandring AG = G2-G1 = H2-TS2-(H1-TS1) = AH-TAS (4)

Reaksjonen innstiller seg altså slik at AG blir mest mulig negativ. De to ledd i AG kan tolkes slik at det ved reaksjonen fra 1 til 2 er to drivkrefter: forandring av entalpi og forandring av entropi. Reaksjonen går i retning fra 1 til 2 når differan­ sen mellom de to drivkrefter er negativ. Selv om entalpien øker som den gjør i en endotermisk reaksjon, kan prosessen likevel gå hvis entropiøkningen er stor nok til at AG er negativ. Er den 0, skjer det ingen reaksjon, og er den positiv, går reak­ sjonen i motsatt retning fra 2 til 1.

Man kan vise at tallverdien av AG er lik det mekaniske arbeid reaksjonen kan ut­ føre. Reaksjonen vil derfor innstille seg slik at dette mulige mekaniske arbeid blir et maksimum. Vi ser følgelig en parallell til det mekaniske system på fig. 37. Det er ingen forutsetning at et arbeid skal gjøres, og ved en metallurgisk reaksjon gjøres det vanligvis heller ikke noe arbeid. Poenget er at reaksjonen, utstyrt med et passende seletøy, er i stand til å gjøre et arbeid.

La oss nå undersøke den fri entalpi forandring AG når et metall B danner bland­ krystaller med metallet A. I metallet A er det N gitterposisjoner og i n av disse erstattes A med B. Dette fører til en forandring av entalpien på Ah for hvert atom A som erstattes av B. Entalpiforandringen er omtrent lik forandringen i indre energi, og Ah kan tilbakeføres til den omstendighet at bindekreftene mellom ato­ mer A-B er forskjellige fra bindekreftene mellom atomer A-A. Samlet entalpiforandring for n atomer B

AH = n • Ah

(5)

Legeringer

57

atomkonsentrasjon q A

Fig, 38. Forandring av AH, TAS og AG med atomkonsentrasjon q av legeringselement B i bland­ krystaller A-B.

For en del legeringer med nær like atomer som Cu-Ni gjelder denne ligning over hele konsentrasjonsområdet fra n = 0 til n = N, slik som også vist på fig. 38. Ah kalles løsningsentalpien og kan være positiv eller negativ. Tilsvarende kan vi regne ut entropiforandring AS når B danner blandkrystaller med A. Den fysikalske tolkning av entropien er

S = k In w

(6)

hvork er Boltzmanns konstant. I vårt tilfelle er w det antall tydelig adskillb a r e måter atomene i systemet kan ordnes, w er lik 1 for det rene metall siden det bare finnes én måte å ordne atomene på. At to helt like atomer bytter plass, gir ingen annen orden, siden det ikke finnes noen måte å skille den ene orden fra den annen. Hvis ett av de N atomer i metall A erstattes av ett atom B, er det N tydelig adskillbare måter å plassere atomet på, og w er lik N. Når to atomer A erstattes av to ato­ mer B, er det N forskjellige måter å plassere det første atom på, og for hver plas­ sering av det første atom er det N -1 måter å plassere det annet på. Det er derfor

58 N(N - 1) w = —------- 2 tydelig adskillbare måter å plassere to atomer på. Divisoren 2 må være der av følg­ ende grunn: Hvis det første atom stilles på plass i og det annet på plass j, er dette det samme som å stille det første atom på plass j og det annet på plass i. I uttryk­ ket N(N - 1) har vi regnet med alle de mulige måter som to atomer kan fordeles på N plasser, men to og to kombinasjoner er i virkeligheten like. Man ser dette lett ved å anta at to atomer B og b skal erstatte to av tre A atomer:

utgangspunkt plassering av B plassering av b

AAA BAA BbA BAb

ABA bBA ABb

AAB bAB AbB

Det er 3 • (3 - 1) = 6 forskjellige måter å plassere B og b, men hvis B og b er like atomer, er det ingen forskjell på f.eks. BbA og bBA. Antall tydelig adskillbare kombinasjoner er altså 6/2 = 3.

Innføres nå n atomer B i A gitteret, blir N(N - 1) (N - 2) . . . (N - (n - 1)) w —----------1 •2 •3 . ..n

Vi multipliserer teller og nevner med (N - n)!

Entropiforandringen w-7 N' △8 = 82-8! = kln-- = k In Wj n!(N-n)! idet wt er lik 1 for det rene metall. Forandringen av fri entalpi △G = AH - TAS = nAh - T k ln--^—n! (N - n)!

(8)

(9)

Ved å bruke Stirlings tilnærmelsesformel In x! = x ■ lnx-x og samtidig innføre atomkonsentrasjonen q av B i A

(10)

q = ~ N

fåes AG = qNAh - [~TNk(q In q + (1-q)ln( 1-q))]

(11)

AG og de to ledd uttrykket er sammensatt av, er vist skjematisk som funksjon av

Legeringer

59

q for to forskjellige temperaturer på fig. 38. Legg merke til at entropileddet i hakeparentesen alltid er positivt. Figuren viser at den fri entalpi av blandkrystaller alltid er lavere enn av mekaniske blandinger av rene metaller. Det er derfor en naturlig tendens i metal­ lene til å danne blandkrystaller. Denne tendens er også tilstede når man ønsker å fremstille rene metaller, og arter seg som en tilbøyelighet i metallene og forsåvidt i alle materialer til å bli urene. Det er like umulig å fremstille det helt rene metall som det absolutte vakuum. Konsentrasjonen ved minimum fri entalpi finnes ved å derivere AG med hensyn på q og sette uttrykket lik 0, hvilket gir: _ Ah

q = e

(12)

Tolkning av fasediagrammene med grunnlag i fri entalpi begrepet La oss nå gå tilbake til fasediagrammet på fig. 34 for delvis løselighet i fast tilstand mellom de to komponenter. Løsningslinjene for de to faser a og j3 er tegnet opp igjen på fig. 39. De to atomer A og B er forskjellige i størrelse og bindekrefter, og a-fasen er tilsvarende forskjellig fra Ø-fasen. Den fri entalpi for a-fasen ved en temperatur T4 under den eutektiske vil først falle med økende konsentrasjon av B og så stige igjen som tidligere vist på fig. 38. Siden vi forutsetter at a-fasen skal bestå helt frem til 100% B og B er forskjellig fra A, øker entalpien og dermed også den fri entalpi raskt med konsentrasjonen av B, som vist på fig. 39. Tilsvarende betraktning gjelder for Ø-fasen.

En legering av sammensetning qj vil velge å eksistere i a-fase fordi den fri entalpi i a-fasen er lavere enn i Ø-fasen ved denne konsentrasjon. Av samme grunn vil legeringen q2 eksistere i Ø-fase. Hva nå med legeringen q3? Tangenten til de to fri entalpikurver representerer den fri entalpi for en mekanisk blanding av a-fase med sammensetning qa og /3fase med sammensetning qø. Legeringen vil bestå som en slik blanding siden den gir lavere fri entalpi enn de rene faser a og j3. Mengdeforholdet finnes av hevarm­ loven. Qa °g Qj3 svarer omtrent til laveste fri entalpi for enkeltfasene og er gitt ved lig­ ning (12). Ligningen angir altså maksimal løselighet i de to faser og er repre­ sentert av løsningslinjene på fig. 39 (a).

60

Fig. 39. Forløp av fri entalpi i blandkrystaller av a- og (3-fase ved T4. Legering qj vil eksistere i a-fase og q2 i Ø-fase fordi den fri entalpi da er lavest mulig. Av samme grunn vil legering q3 foreligge som en mekanisk blanding av a- og Ø-fase med sammensetning q^ og q^.

Når det er full løselighet i fast tilstand, svarende til fasediagrammet fig. 28, er det liten forskjell på de to atomer og deres strukturer, og man kan ikke lenger tale om to forskjellige faser. Enten man tar utgangspunkt i metallet A eller B, er fasen den samme slik at kurvene for fri entalpi også faller sammen. Derved blir blandkrystal­ ler den eneste mulige eksistensform.

ATOMÆRE BETRAKTNINGER OM BLANDKRYSTALLER Det er i blandkrystallene at de nye egenskaper kan ventes, nye i den forstand at egenskapene ikke er karakteristiske for de enkelte komponenter i legeringen, se fig 33. Ikke alle nye egenskaper er nyttige, men de vil alltid interessere metallurgen, og det er nyttig å vite under hvilke forhold blandkrystaller opptrer. Generelt gjel­ der at blandkrystaller dannes når de representerer en lavere fri entalpi enn andre eksistensformer. Men de medvirkende atomers egenskaper vil også direkte kunne fortelle oss om tendensen til å danne blandkrystaller.

Legeringer

61

Blandkrystaller kan oppstå på to prinsipielt forskjellige måter, nemlig:

1. Ved at den annen komponents atomer B inntar de åpne plasser mel­ lom atomene i gitteret i den første komponent A, se fig. 172. Legeringens gitter svarer da til gitteret i komponent A, men vanligvis med en større eller mind­ re fortrekning. Denne form kalles addisjonsløsning. Det må forlanges at B’s atomer er så små at de får plass i mellomrommene, og blant mulige atomer kan vi merke oss H, C, N, B. Den maksimale løselighet svarer til at alle mellomrom er fylt. Men i praksis er den meget mindre fordi B-atomene alltid er noe større enn mellom­ rommene, slik at A-gitteret må deformeres for at det skal bli plass. Atomer som H og N forekommer som forurensninger i de aller fleste metaller og legeringer. Av de mulige atomer som kan danne addisjonsløsning med kontrollert sam­ mensetning er først og fremst C og til dels N og B av praktisk interesse, og i jern som grunnmetall. 2. Ved substitusjonsløsning. Her erstatter atomene hverandre f.eks. ved at atomer B går inn i A-gitteret i stedet for atomer A. Når A og B er nær like i størrelse og andre egenskaper, er det ingen teoretisk grense for løseligheten som kan gå fra 0 til 100%. Substitusjons- og addisjonsløsning kan forekomme samtidig. I høylegert manganstål f.eks. erstatter mangan jern i jerngitteret, mens karbonatomene er plassert i mellomromsposisjoner. Man har funnet at følgende faktorer influerer atomenes evne til å danne bland­ krystaller ved substitusjonsløsning:

a. Hvis atomdiametrene avviker mer enn 14-1 5% fra hverandre, er løseligheten sterkt begrenset. Innenfor denne grense danner imidlertid atomene blandkrystaller i nesten et hvilket som helst forhold, riktignok betinget av at de også rår over andre egenskaper som nærmere forklart nedenfor.

b. Riktig størrelsesforhold mellom atomene er en nødvendig, men ikke tilstrekke­ lig betingelse for løselighet i fast tilstand. Hvis nemlig atomene kan danne en kjemisk forbindelse sammen, velger de vanligvis denne form i stedet for en løsning, fordi den kjemiske forbindelse representerer den laveste fri entalpi. Anta at de to elementer A og B inngår en kjemisk forbindelse med sammensetning q2 og med fri entalpi X, se fig. 40. En legering med sammensetning qx velger da å eksistere som en mekanisk blanding av den kjemiske forbindelse og av blandkrys­ taller med sammensetning qj, selv om størrelsesforholdet mellom atomene fyller betingelsen for fast løsning. Er legeringens sammensetning lik q2, vil den i sin hel­ het bestå som en kjemisk forbindelse.

62

Fig. 40. Når de to komponenter i en legering danner en kjemisk forbindelse med konsentrasjon q2 og fri entalpi X, vil en legering qx bestå av en mekanisk blanding av blandkrystaller av sam­ mensetning qi og den kjemiske forbindelse av sammensetning q2.

Et elements tilbøyelighet til å danne en kjemisk forbindelse med almindelige me­ taller kan til en viss grad avleses av elementets plassering i det periodiske system, se de to siste sider i boken. Tilbøyeligheten øker med elementets tendens til å opp­ ta valenselektroner. Elementene i gruppe VIIA og VIA, med henholdsvis 7 og 6 valenselektroner, er sterkt elektronegative i den forstand at de streber efter å fylle det ytre elektronskall. De inngår altså lett kjemiske forbindelser. Man finner der­ for ikke blandkrystaller med elementer som Cl, O og S.

I gruppe VA er den elektronegative effekt mindre markert, og elementene P, As, Sb og Bi løser seg i noen grad i metaller som Cu og Ag som selv er svakt elektropositive. I gruppe IVA er den elektronegative virkning meget mindre. Når derfor størrelses­ forholdet er gunstig mellom atomene, er det adskillig løselighet f.eks. av elemen­ tene Si og Sn. De samme elementer har dog stadig en tendens til å danne kjemiske forbindelser med sterkt elektropositive metaller som Na, K og Mg.

C. Videre er de to elementers valenser av betydning, og slik at et element av høy valens lettere løses opp i et av lav valens enn omvendt. Enverdig kobber løser f.eks. adskillige mengder av fireverdig silisium, mens kobber er så godt som uløselig i silisium.

STØRKNING KIMDANNELSE

Ved smeltetemperaturen er krystaller og smelte i likevekt. Netto omsetningshas­ tighet av krystaller til smelte eller smelte til krystaller er da 0, og situasjonen kan tolkes slik at den fri entalpi regnet pr. mol. stoff er like stor i begge faser. Den mulige senkning i fri entalpi som en reaksjon medfører, angir jo reaksjonstendensen, og når begge faser har samme fri entalpi og en senkning ikke er mulig, blir det heller ingen reaksjon. Men ved en uendelig liten underkjøling, altså ved en uendelig liten senkning av temperaturen under smeltepunktet, blir det også en uendelig liten forskjell i fri entalpi mellom fasene, og reaksjonen løper fra smelte til krystaller, forutsatt at størkningsvarmen blir ledet bort og temperaturen ikke stiger. Ut fra en atomistisk betraktning kan man si at atomene finner mer stabile plasser i krystallet enn i smeiten så snart temperaturen faller under smeltepunktet. Men én betingelse må være oppfylt for at reaksjonen skal komme i gang ved en uendelig liten underkjøling: Det må finnes ferdige krystaller i smeiten. Anta at vi i en smelte med temperatur like under smeltetemperatu­ ren har en del atomer som har lagt seg slik sammen at de danner begynnelsen til et krystall, et kim. Et atom som går fra smeiten og over til kimet, finner ikke den siste plass mer stabil enn den første, fordi atomene i kimet er for få til å bygge opp det energisystem som skal skape de stabile plasser. Et atom fra smeiten møter ikke vegg av velordnede atomer, men en kant eller et hjørne der man knapt kan snakke om en ordnet struktur, og der plassene ikke er mer stabile enn i smeiten omkring. Først ved å senke temperaturen adskillige grader under smeltepunktet vokser kimet og danner begynnelsen til et krystall. Forholdet mellom kimstørrelse og underkjøling kan vises ved en termodynamisk betraktning:

Fasegrensen mellom et kim av radius r og smeiten kan tilordnes en overflate fri entalpi 7 regnet pr. flateenhet. Når kimet vokser, øker også overflaten og dermed kimets overflate fri entalpi. Den samlede fri entalpi forandring ved dannelse av kimet fra smelte er:

64 △Gkim = y 7rr3AG + 4?rr27

(13)

AG er her forskjellen i fri entalpi mellom fast og smeltet fase regnet pr. volumenhet og er negativ når T < Tg. Det første ledd er derfor negativt. Det annet ledd er po­ sitivt siden det alltid medgår energi til å lage en grenseflate. Ved smeltepunktet Tg er den fri entalpi av smelte og krystaller like store, og vi kan sette AG = AH-TgAS = 0

AS =AH

(14)

AH og AS er henholdsvis entalpiforandring og entropiforandring ved størkning. Nå forandrer ikke disse størrelser seg nevneverdig ved en liten senkning av tempe­ raturen under Tg, og ved en temperatur T < Tg er fri entalpi forandring fra smelte til krystaller: AG = AH -T^i = AH(T^- T) = AH (15)

hvor AT er underkjølingen. Settes dette uttrykk inn i ligning (13), fåes:

AGkim = - 7rr3AH^ +47rr27 kim 3 Tg

(16)

De to ledd i ligningen og den resulterende AGkjm er vist på fig. 41. Ved små kimradier r dominerer grenseflateleddet, mens volumleddet overtar ved store r. Dette betyr at det ved størkning finnes en energibarriere AG* tilsvarende en kritisk kimradius r* som må overvin­ nes før et kim kan fortsette å vokse. AGkim er maksimum for r = r*, og den kritiske kimradius finnes ved å sette:

dAGkim _ q dr som gir: rx =

2?TS

AHAT

(17)

Når kimradien er større enn r*, er kimet stabilt og vokser som følge av at den fri entalpi i kimet faller. Ved mindre radier løses kimet opp. Det kan vises at et sta­ bilt kim inneholder omkring 300 atomer når størkningen skjer ved en underkjøling på 20% av Tg.

Kimene oppstår og den tilhørende fri entalpi AGkjm tilføres som følge av atome-

Størkning

65

+AG

-AG

Fig. 41. Fri entalpi forandring AG]^ ved kimvekst. Ved en radius r* er kimet stabilt og vokser videre til et krystall som følge av at den fri entalpi faller med stigende r.

nes termiske bevegelser. Statistiske betraktninger av atomenes bevegelser gir som resultat at jo større kim, jo sjeldnere er de å finne. Ligning (17) viser at radien i det stabile kim er omvendt proporsjonal med underkjølingen AT. Jo større underkjølingen er, jo flere stabile kim er det derfor i smeiten, og jo større er antallet krystaller pr. masse­ enhet i den faste fase. I praksis avkjøles smeiten efter en kontinuerlig kurve, slik at størkningen skjer over et temperaturintervall. Da gjelder at jo større avkjølingshastighet, jo flere stabile kim og jo finere kornstruktur. Man kan forholdsvis lett vise at det totale antall atomer som går med til å danne et stabilt kim, blir mindre hvis kimet dannes på en fast vegg (ved samme underkjøling). En smelte inneholder alltid et større eller mindre antall uoppløste partik-

66

ler av oksyder, karbider m.fL, som dermed er gode plasser for stabile kim. Ofte forsyner man bevisst smeiten med slike bestanddeler for å øke antallet stabile kim og fremme en fin struktur. Når et metall eller legering skifter krystallstruktur i fast tilstand, slik som jern ved 910°C, bygges også den nye struktur ut fra kim i den gamle, og de prinsipielle me­ kanismer er de samme som forklart for overgang fra smelte til fast stoff.

KORNSTRUKTUR

Når metaller og legeringer størkner og størkningen innledes fra kim, oppstår et polykrystallinsk materiale med en mer eller mindre karakteristisk kornstruktur. Vi skal se hvorledes noen av de mest typiske strukturer kan forklares ut fra avkjølingsforholdene og legeringsarten.

Fig. 42. Temperaturfordeling under størkning ved tidspunktene tj, t2 og t3. Kornstrukturen som dannes er avhengig av underkjølingen foran størkningsfronten, dessuten av størkningshastigheten.

Størkning

67

Anta at vi har en smelte av rent metall i en kokille. En kokille er en støpeform av stål eller støpejern. Når smeiten treffer den kalde kokillevegg, avkjøles den raskt, og vi får en temperaturfordeling over smeiten som antydet på fig. 42, kurve t = tj. I området like foran veggen er det stor underkjøling med tilsvarende mange stabile kim, og det oppstår en fin polyedrisk struktur.

Ved størkningen frigjøres varme som må ledes bort gjennom kokillen. Ved et sene­ re tidspunkt t = t2 er derfor temperaturfordelingen mindre steil. Krystallveggen er nå ved x = x2. Temperaturkurven viser her en horisontal tangent som følge av smeltevarmen som frigis. Foran krystallveggen er det bare en beskjeden underkjøl­ ing AT, og derfor dannes det heller ikke stabile kim. Størkningen skrider frem ved at de allerede eksisterende krystaller vokser. Hvis vi tenker oss at et enkelt krystall vokser fortere enn nabokrystallet, blir underkjølingen av krystallfronten mindre enn for naboene. Når underkjølingen synker, synker også veksthastigheten. Resul­ tatet blir karakteristiske stangkrystaller (stengelkrystaller, søylekrystaller) som vokser loddrett på kokilleveggen og med en glatt krystallfront, slik det er skjema­ tisert på figuren. Når t = t3 er krystallveggen kommet til x3. Varmen ledes langsomt bort, og størkningshastigheten er tilsvarende langsom. Den maksimale underkjøling kan være som når t = t2, men siden størkningen tar lengre tid, dannes det en del stabile kim i smeiten foran krystallfronten. Disse utvikler seg til krystaller, og strukturen blir av grov polyedrisk type. På fig. 43 er vist et makroslip av en blokk av renaluminium. Man ser hvorledes de typiske strukturer, finkornet polyedrisk, stengel og grovkornet polyedrisk, forde­ ler seg som forklart i teksten. Under størkningen er eventuelle forurensninger større i smeiten enn i krystallene. Forurensningene skyves foran krystallfronten og er størst i den midtre del av blokken som størkner sist. Her vil det også kunne oppstå et hulrom, en lunker, fordi det spesifikke volum i smeiten er større enn i det rene metall.

I et stort antall legeringer og også i teknisk rene metaller der legeringselementer forekommer som forurensninger, foregår størkningen efter et annet skjema, selv om temperaturfordelingen i det store og hele er som foran. Også her oppstår en fin polyedrisk struktur tett opp til kokilleveggen. En tid efter at smeiten ble helt ut i kokillen, kan størkningen ha avansert som på fig. 44. Vi antar at legeringselementet danner blandkrystaller med hovedkomponenten, og at legeringens sam­ mensetning er gitt ved qx. I det store og hele er sammensetningen av krystaller og smelte også qx. Men tett opp mot krystallveggen har smeiten konsentrasjonen S2,

68

Fig. 43. Kornstrukturen i en blokk av renaluminium. Den er fin polyedrisk ytterst mot kokil­ len, skifter til stangformet lenger inn og er grov polyedrisk i den sentrale sone.

siden den skal være i likevekt med krystaller av konsentrasjonen qx. Smeltens sam­ mensetning varierer altså med avstanden fra krystallene, og tilsvarende faller smel­ tepunktet fra Tj inne i smeltemassen til T2 litt foran krystallveggen. Man ser nå at underkjølingen AT, definert som temperaturdifferensen mellom liquidus og smei­ ten, øker på det første stykket fra krystallveggen innover i smeiten. Tilsvarende øker også krystallenes veksthastighet med avstanden fra veggen. Enhver konveks uregelmessighet på et krystall vil dermed vokse hurtigere enn resten av krystallet, og det utvikles protuberanser som stikker inn i smeiten. Rundt denne konsentre­ res så legeringselementet opp, liquidus synker, og det oppstår en tilsvarende ten­ dens hos krystallet til å sende ut nye protuberanser loddrett på den første retning. På denne måte oppstår en karakteristisk dendrittkrystall, fig. 45, og dendrittstrukturen på fig. 46.

Størkning

69

legeringens temperatur

kokillevegg

Fig. 44. En dendrittisk struktur oppstår når underkjølingen øker fra krystallveggen innover i smeiten, i dette tilfelle fordi element B oppkonsentreres i smeltesonen opp til krystallveggen.

Fig. 45. Dendrittkrystall. (11)

70

Fig. 46. Dentrittisk støpestruktur i en Co-Cr-Mo legering. 50 X. (10)

Den primære betingelse for at dendritter skal utvikle seg, er at underkjøl­ ingen øker fra krystallene innover i smeiten. I dette tilfel­ le er forutsetningen oppfylt ved at smeltens liquidus øker mer enn temperaturen i smeiten, men den kan også komme istand på annen måte. For de fleste formål ønsker man en sterk og duktil legering, og den almindelige regel er at dette forutsetter en finkornet struktur. Man kan påvirke komstørrelsen under størkning på to måter, ved hurtig avkjøling og ved kornformering. Ved å øke avkjølingshastigheten øker også underkjølingen slik at antall stabile kim øker. En viss grad av kornformering foregår ved all dendrittisk vekst og skyldes at var­ men som utvikles ved størkning øker temperaturen lokalt, slik at dendrittarmer smelter av krystallen. De kan derved bevege seg fritt og starte nye dendritter. Den gunstige virkning på kornstrukturen kan forsterkes ved å sørge for omrøring av smeiten. Ellers kan en grov støpestruktur omdannes til finpolyedriske typer ved plastisk bearbeiding som smiing og valsing og ved forskjellige varmebehandlingsprosesser.

DEFORMASJON AV METALLER OG LEGERINGER ELASTISK DEFORMASJON

Enhver ytre mekanisk kraft som virker på et stykke metall, vil i større eller mindre grad deformere atomgitteret. Når spenningene er små, beholder atomene sine na­ boer, og deformasjonen består av en forholdsvis liten endring i avstanden mellom atomene, fig. 47 (a) og(b). Deformasjonen er elastisk og karakterisert ved at formendringen er proporsjonal med kraften. Tilstanden er reversibel, hvilket vil si at det til en bestemt kraft alltid svarer en bestemt formendring uansett tidligere sving­ ninger i kraftforløpet.

Fig. 47. Ved elastisk deformasjon forandres avstanden mellom atomene, men hvert atom be­ holder sine naboer, (a) Strekk og trykk, (b) Skjær.

72

Fig. 48. Elastisk strekk og skjær. Tverrsnittet So av stavene antas uforanderlig under prosessen.

Rent strekk og skjær er enkle belastningstilstander, fig. 48 (a) og (b). For strekk gjelder i det elastiske område:

d« = df = E ■ So «

(18)

c M c E • — = E•e

%

(18a)

(19) (19a) ao

6 og 7 er tøyningen i henholdsvis strekk og skjær. De to konstanter elastisitetsmodulen E og skjærmodulen G er fundamentale konstanter for vedkommende metall, konstanter som er knyttet

Deformasjon av metaller og legeringer

73

til krefter og avstander i gitteret. For de fleste metaller og legeringer er E ~ 2,6 G.

På fig. 49 sees hvorledes E-modulen er forbundet med atomavstanden i noen krys­ tallinske stoffer.

Fig. 49. Elastisitetsmodulen i metaller og kjemiske forbindelser i krystallform øker med fall­ ende atomavstand. (12)

I legeringer som ikke danner intermetalliske forbindelser, fig. 50 (a), ligger E-mo­ dulen mellom de to komponenters E-moduler, og variasjonen er noenlunde lineær over sammensetningen. En intermetallisk torbindelse, altså en kjemisk forbindelse med et bestemt komponentforhold, har som oftest et gitter som er helt forskjellig fra komponentenes, og dermed også en E-modul som er forskjellig. Når kompo­ nentene danner slike forbindelser, opptrer en diskontinuitet på kurven, fig. 50 (c).

74

Fig. 50. (a) Når et legeringsystem danner blandkrystaller, varierer E-modulen noenlunde lineært med sammensetningen, (b) I et eutektisk system er variasjonen på det nærmeste rettlinjet mel­ lom eutektiket og hver av de to komponenter, (c) En intermetallisk forbindelse bevirker en dis­ kontinuitet på E-modulkurven. (13)

Deformasjon av metaller og legeringer

75

Det er grunn til å merke seg at E-modulen er lite påvirket av små variasjoner i sam­ mensetningen av legeringen, enten det dannes blandkrystaller eller eutektikum. I motsetning står mange andre viktige fysikalske egenskaper som viser en steil gradient i blandkrystallområdet. Se f.eks. på fig. 33 hvorledes sølvets konduktivitet og termospenning faller når gull legeres inn.

Man skal likeledes merke seg at E-modulen ikke forandrer seg merkbart ved kalddeformering og termisk behandling, i motsetning til mekaniske egenskaper som hårdhet, flytegrense, strekkfasthet m.fl. En bjelke av herdet stål belastet slik som vist på fig. 51, tåler f.eks. en dobbelt så stor kraft F som den samme bjelke i uherdet tilstand uten at bjelken lider en permanent deformasjon. Men dette kan ikke forhindre at nedbøyningen 6, som er proporsjonal med elastisitetsmodulen E og kraften F, også blir dobbelt så stor. Der hvor formforandringene er bestemmende for dimensjoneringen, er det følgelig hensiktsløst å herde materialet, og det har heller ingen hensikt å bruke kostbart legert stål med stor strekkfasthet i stedet for billig karbonstål. Denne betraktning er av stor betydning i f.eks. verktøymaskiner som må dimensjoneres for meget små deformasjoner, likeså for konstruksjons­ elementer som er utsatt for knekning.

Fig. 5E Ved gitte dimensjoner og gitt kraft F er elastisk nedbøyning 6 avhengig av E-modu­ len i bjelkematerialet, derimot ikke av materialets flytegrense. E-modulen forandres lite ved innlegering.

PLASTISK DEFORMASJON Atomplanglidning (slip) Den elastiske tilstand er karakterisert ved små forandringer i atomgitteret, forand­ ringer som går tilbake når den ytre kraft taes bort. Ved større deformasjoner er ikke tilstanden reversibel lenger. I fig. 52 er tøyningen av en strekkstav e vist som funksjon av sann spenning o = F/S. Ved store tøyninger er ikke tilnærmelsen e = △C/2 tillatt, og vi må sette e=

/f= lnF Co

16

Fig. 52. Elastisk og plastisk tøyning e som funksjon av sann spenning o = F/S. (13)

Med sann spenning menes kraft dividert på virkelig tverrsnitt S, som ved store for­ lengelser er mindre enn det opprinnelige tverrsnitt So. Disse forhold er nærmere behandlet i avsnittet om strekkprøving s. 159. Det forløp av a-e kurven som er vist på fig. 52 er karakteristisk for de fleste me­ taller. Ved spenninger lavere enn en fast verdi som kalles flytegrensen Re, er for­ lengelsen elastisk. Ved større spenninger beholdes den metalliske sammenheng i materialet, men tøyningsøkningen pr. enhet spenningsøkning er større. Avlastes staven i dette området, følger tøyningen den rette linje A-A som er parallell med 0-Re. Tilstanden er altså ikke reversibel: Det er oppstått en endelig forlengelse e. Ved enda høyere spenninger konsentrerer deformasjonen seg hovedsakelig om et kort område på staven, og til slutt brytes den metalliske sam­ menheng. (I virkeligheten kan man aldri utpeke en bestemt grensespenning, under hvilken materialet er elastisk og over hvilken det lider en endelig forlengelse. Flyte­ grensen Re er vanligvis definert som den spenning der det skjer en målbar forleng­ else, f.eks. 0,2%, og grensen for elastisk formendring er da en del lavere.) En konstruktør er først og fremst interessert i det elastiske spenningsområde under flytegrensen Re. Selv om den metalliske sammenheng fortsatt er tilstede for meget høyere spenninger, endrer konstruksjonens form seg ved flytning, og i de fleste tilfeller er den da utjenlig til formålet. Men det plastiske området er så langt

Deformasjon av metaller og legeringer

77

fra uten interesse. Man kan jo aldri være sikker på at det ikke opptrer tilfeldige overbelastninger i konstruksjonen. F.eks. dimensjonerer man en bilfelg slik at flytegrensen aldri overskrides ved normal kjøring. Men hvis den overbelastes ved et hardt støt mot en fortauskant, er det langt å foretrekke at den bøyer seg plas­ tisk fremfor at den sprekker, og at uhellet får farligere konsekvenser.

For slike formgivende prosesser som smiing, valsing, trekking, stansing m.fl. er naturligvis forholdene under plastisk deformasjon helt avgjørende. Mekanismen ved plastisk deformasjon for spenninger over Re er vesensforskjellig fra elastisk deformasjon. Plastisk deformasjon skjer som følge av at atomplan glir i forhold til hverandre under innvirkning av skjærspenninger, se fig. 53 (a). I en strekkstav belastet som nevnt foran, opptrer skjærspenninger i alle plan som dan­ ner en vinkel med stavaksen forskjellig fra 90°. Den plastiske tøyning e er virkning­ en av et stort antall slike glidninger, slik det kan sees av den skjematiske illustra­ sjon av forlengelsen i en én-krystall på fig. 53 (b). Glidning foregår lettest i slike plan der atomtettheten er størst,og i slike retninger der avstanden mellom atomene er minst, se fig. 54. I et stort antall metaller og legeringer er atomene ordnet i kubisk flatesentrert krystallstruktur. Denne struk­ tur utmerker seg ved mange krystallplan med tettest mulig kulepakning, og i praksis oppviser også de tilsvarende metaller høy duktilitet. I kubisk romsentrert struktur finnes ingen plan med tettest mulig pakning, men mange plan med noe lavere tetthet. Heksagonal struktur har bare ett plan med tettest mulig kulepak­ ning der glidning kan foregå, og gjennomgående finner man også at de tilhørende metaller er sprø. På fig. 55 er det vist eksempler på tettpakkede glideplan i de tre strukturer.

Evne til deformasjon ved atomplanglidning er en egenskap som er typisk for og stort sett begrenset til metallisk atombinding og krystallstruktur. Glidning kan foregå uten at den metalliske sammenheng brytes og uten at strukturen forandres, bortsett fra i planenes aller nærmeste omgivelser. Nærmere undersøkelser viser at når et plan har glidd, låses 100-200 plan omkring glideplanet fast, antagelig på grunn av at krystallstrukturen her er bragt i uorden. Utenfor denne fikserte sone kan så glidning på nye plan finne sted. Men glideplanene fordeler seg ikke jevnt i et deformert krystall, de konsentrerer seg i såkalte glidebånd. I mikroskopet sees båndene som mer eller mindre skarpe linjer, men i virkeligheten består hvert bånd av adskillige plan. Avstanden mellom båndene kan være noen hundre ganger av­ standen mellom glideplanene, se ellers fig. 56 og fig. 57.

78

(a)

(b)

(c) Fig. 53. (a) Plastisk deformasjon skyldes glidning mellom atomplan. (b) Plastisk forlengelse i en strekkstav av et enkelt krystall er den integrerte virkning av mange glidninger. (c) Synlige glidelinjer på overflaten av et én-krystall. (1)

Deformasjon av metaller og legeringer

79

Fig. 54. (a) Glidning skjer lettest mellom tettpakkede plan, således lettere mellom A-A enn B-B. (b) Tettpakket plan i en kubisk flatesentrert struktur.

Fig. 55. Noen tettpakkede plan i kubisk romsentrert, kubisk flatesentrert og tettpakket heksagonal struktur.

De tekniske metaller og legeringer er polykrystallinske, og korngrensene som uordnede områder danner barrierer mot glidning. Videre er de enkelte korn for­ skjellig orientert, slik at glidning på ett plan og i én bestemt retning ikke uten vide­ re kan fortsette i nabokomet. Hvis det ikke skal oppstå åpne rom (sprekker) mel­ lom komene, må deformasjonen i et korn tilpasse seg deformasjonen i nabokornet, og denne betingelse lar seg lettere oppfylle jo flere glideplan og glideretninger som er disponible. Skjærspenning er en nødvendig forutsetning for at glidning skal komme i stand. I et én-krystall glir materialet på de krystallplan som i retning faller nærmest planet for maksimal skjærspenning. I et polykrystallinsk materiale må glidningen

80

Fig. 56. Når et krystall deformeres plastisk, konsentrerer glidningen seg i glidebånd. Innen hvert bånd kan det være omkring 10 aktive glideplan. (16)

Fig. 57. Glidelinjer på overflaten av polykrystallinsk aluminium. 100X (7)

Deformasjon av metaller og legeringer

81

skje på et stort antall plan, men dominerer i plan med maksimal skjærspenning. Glidebånd (glidelinjer) kan sees med liten eller ingen forstørrelse på en polert overflate som på fig. 57, som viser en strekkstav av aluminium. I en treakset belastningstilstand der hovednormalspenningene er like store, er alle skjærspenninger null. Det siste gjelder riktignok bare hvis materialet er isotropt, hvilket er en betingelse som aldri er helt oppfylt i et metallisk materiale. Men over et volum som dekker mange kom, er de gjennomsnittlige skjær­ spenninger null ved den nevnte belastningstilstand. Materialet kan da ikke flyte (deformere seg plastisk), og det vil beholde sin form. Når normalspen­ ningene blir tilstrekkelig høye, f.eks. 3-5 ganger flytegrensen, vil materialet lide et såkalt kløvingsbrudd, som er å oppfatte som en direkte separasjon av bestemte atomplan forskjellige fra glideplanene. Den treaksete belastningstilstand med til­ nærmet like store hovednormalspenninger opptrer ved skarpe tverrsnittsoverganger og/eller som følge av termiske spenninger forårsaket ved lokal oppvarming. Den er uønsket og fryktet, siden materialet oppfører seg hel-elastisk, og lokale spenningsspisser, som ellers utjevnes ved flytning, kan danne begynnende kløvings­ brudd. Disse forhold blir gjennomgått i mekanikken under emnet bruddhypoteser, og er også nærmere berørt i denne bok i avsnittet om skårslagprøving s. 211.

Tvillingdannelse Generelt gjelder at glidning mellom atomplan er den viktigste mekanisme ved plas­ tisk formendring. Under visse forhold kan det skje en formendring ved tvilling­ dannelse. Dette er en prosess der atomene flytter seg på en slik måte at gitteret i den deformerte del er et speilbilde av den ikke-deformerte del, fig. 58. I de fleste

Fig. 58. Plastisk deformasjon ved tvillingdannelse. Deformasjonen skjer på en slik måte at strukturene på begge sider av tvillingplanet er speilbilleder av hinannen.

82

materialer er den nødvendige skjærspenning for tvillingdannelse større enn den som kreves for glidning, slik at glidning blir den foretrukne mekanisme. Tvilling­ dannelse skjer i stål ved lav temperatur, og ellers i sink og magnesium ved alle temperaturer. De siste har heksagonal gitterstruktur med bare ett glideplan.

Glidning i et perfekt krystallgitter. Forutsetter man et krystallgitter uten defekter, kan den nødvendige skjærspen­ ning for glidning beregnes tilnærmet ut fra målte verdier av glidemodulen G. La A og B være to atomplan som glir mot hverandre, fig. 59 (a). Kreftene mellom atomene kan være som tidligere vist på fig. 8. Uten ytre belastning, altså ved 7 = 0, er atomene i ”normalstilling” og x = 0. Skjærspenningen r er også lik 0 for x = b, x = 2b osv. Videre må skjærspenningen være lik null for x = b/2, 3b/2 osv., siden kraftbildet er symmetrisk i denne stilling. Mellom 0 og b/2, b og 3b/2 osv., vil t passere et maksimum. Som første tilnærmelse kan vi anta at r er en sinusfunksjon r = 70sin^^ (20) b Det sees at 7 = 0 for x = b/2, b, 3b/2, 2b osv., og funksjonen tilfredsstiller derfor grensebetingelsene. 70 er den maksimale skjærspenning for x = b/4.

Fig. 59. Glidning i et perfekt gitter. Skjærspenningen t er null for x = 0, b/2, b, 3b/2 osv., og maksimum for x = b/4, 3b/4 osv. Gradienten dr/dx for små verdier av x uttrykker skjærmodulen G.

Deformasjon av metaller og legeringer

83

For små verdier av x er sinus til vinkelen lik vinkelen. t

- Tq ■

• — 2ttx ~ 2ttxt50 sin b b

(20a)

For små verdier av x gjelder også Hookes lov s. 72 r = G •7 = G• a

(19a)

I et kubisk gitter er a = b slik at

27TTo = G

Og

Tq =

27T

~ —

10

(21)

Metallenes skjærmoduler er å finne i området 104 -105 MPa, og den tilsvarende teoretiske skjærspenning følgelig mellom 103-104 MPa. Dette er omtrent hundre ganger de tall man finner ved praktiske målinger. Man kommer heller ikke vesent­ lig nærmere de praktiske resultater med mer rafinerte beregningsmetoder, og kon­ klusjonen må bli at de forutsetninger som er gjort, ikke er riktige.

PUNKTFEIL I ATOMGITTERET

Krystaller er sjelden perfekte i den forstand at alle plasser i gitterstrukturen er opptatt av atomer. Det er mulig å lage meget små én-krystaller med en tilnærmet perfekt struktur, og det er interessant å konstatere at disse har en skjærfasthet av samme størrelsesorden som den som er beregnet foran. Men i tekniske metaller og legeringer lider atomordningen alltid av feil av forskjellige slag. På fig. 60 er vist noen almindelige gitterfeil.

En punktfeil av særlig interesse er vakansen. Den er en gitterplass hvor atomet mangler, og i termodynamisk henseende kan vakansen oppfattes som et atom i substitusjonsløsning. Vi viste på s. 59 at minimum fri entalpi og dermed likevekt opptrådte ved en konsentrasjon q av løst metall B _Ah q = e (12)

hvor Ah er løsningsentalpien for et atom B i A. Det er vanlig å multiplisere teller og nevner i eksponenten med Avogadros tall, og dette gir

_ Ah q = e

hvor AH er løsningsentalpien for et mol B i A, og R er den universelle gasskon­ stant. Helt tilsvarende gjelder for likevektskonsentrasjonen av vakanser når dannelsesentalpien for vakanser innsettes for AH. For et flertall av metaller er

84

fremmedatom i mellomrom

fremmedatom i substitusjon

vakans----->

en rekke vakanser

en koherent utfelling

kantdislokasjon

Fig. 60. Feiltyper i et metallgitter. (2)

△H ~ 100 kJ/mol, og vi får for T = 293 K _100 • 1000

q = e 8,314-293 = 1,52 • 10’18

I et mol metall er det tilhørende antall vakanser n = 6,02 • 1023 • 1,52 • 10~18 = 9,17 • 105

En viss mengde vakanser er derfor alltid tilstede, og mengden øker eksponensielt med temperaturen. Det samme gjelder fremmedatomer, hvis slike atomer er å finne i systemet.

ATOMPLANGLIDNING UNDER MEDVIRKNING AV DISLOKASJONER

Linjefeil eller dislokasjoner er en feiltype av større betydning enn punktfeilene. En kantdislokasjon oppstår når det skytes inn et ekstra atomplan, halvplan, i strukturen, slik som vist på fig. 61.1 området omkring der halvplanet slutter, er atomavstandene forskjellige fra normalavstanden, og det oppstår en unormal spenningstilstand med trykk over planet og strekk under det. I metaller strekker om­ rådet seg adskillige atomavstander til alle sider fra den linje hvor halvplanet slut­ ter.

Deformasjon av metaller og legeringer

85

Fig. 61. En kantdislokasjon dannes når det skytes inn et ekstra halvplan i atomstrukturen. (13)

Fig. 62. Geometrien i en kantdislokasjon (b), en skruedislokasjon (c), en kombinert dislokasjon (d).

86 Betegnelsen dislokasjon refererer seg egentlig til hele området med unormal atomavstand. I mange betraktninger er det imidlertid hensiktsmessig å oppfatte dislokasjonen som en linje i gitteret der halvplanet slutter. Linjen blir tilordnet energi som svarer til spenningstilstanden i dislokasjonen. Energien kan oppfattes som liggende i et elastisk strekk i linjen, omtrent som i en fiolin­ streng. Vi kan lage en kantdislokasjon på følgende måte: Anta først et krystall med et en­ kelt kubisk gitter som vist på fig. 62 (a). Krystallet snittes langs planet ABCD, og atomene i krystallet over snittflaten forskyves en atomavstand i forhold til atome­ ne under snittflaten. Forskyvningen skal være parallell med snittflaten og med en kant i enhetscellen. I denne stilling bringes så atomene over og under snittflaten sammen igjen. Vi har nå fått et krystall som vist på fig. 62 (b) med en fortrukken struktur i et område med sentrum i dislokasjonslinjen A-B.

Fig. 63. Det er kraftsymmetri i x-retningen mellom tilsvarende atompar på begge sider av halv­ planet. Derfor kan plan ABCD gli på plan AjBjCiDj med meget lav skjærspenning.

Anta nå videre at ABCD er et glideplan i atomgitteret, med glideretning x, fig. 63. Som en følge av dislokasjonen er det blitt kraftsymmetri i x-retningen omkring halvplanet. Derfor er f.eks. x komponentene av krefter i rekke 3 i plan ABCD like store og motsatt rettet komponentene i rekke 6. Plan ABCD kan følgelig gli på plan A^jQDi under virkning av en meget lav skjærspenning. Under glidningen forsky­ ver dislokasjonen seg i gitteret som vist på fig. 64. Symmetrien i kraftbildet for­ rykkes noe når halvplanet skifter plass, men man kan vise at den nødven­ dige skjærspenning for glidning er meget mindre enn den teoretiske, og av størrelsesorden 10-3 G.

Deformasjon av metaller og legeringer

spenning

87

dislokasjonsbevegelse

Fig. 64. En dislokasjon som er riktig plassert i forhold til et glideplan, kan bevege seg i gitteret slik at det endelige resultat blir en glideavstand lik Burgers vektor. I et enkelt kubisk gitter er Burgers vektor lik atomavstanden. (2)

Man betegner en dislokasjon som positiv når halvplanet ligger over glideplanet, og negativ når det ligger under. De tilhørende symboler er 1 og T. Med skjærspenningsretning som på fig. 64 vandrer en positiv dislokasjon mot høyre og en negativ mot venstre (snu boken). Den samlede deformasjon av krystallet blir den samme i begge tilfeller. Man kan oppfatte dislokasjonslinjen som en grense i glideplanet mellom glidd og ikke-glidd område, fig. 62 (b). Når linjen har passert gjennom krystallet, er dislokasjonen ”brukt opp”. Den resulterende enhetsforskyvning kalles Burgers vek­ tor, og i et enkelt kubisk gitter er den lik atomavstanden. I teksten og på fig. 62 viste vi hvorledes en dislokasjon ble dannet når atomgitteret på begge sider av snittflaten ble forskjøvet en atomavstand. Når forskyvningen

88

skjer vertikalt på snittlinjen AB, oppstår en kantdislokasjon. Hvis vi i stedet for­ skyver i en retning parallell med AB, dannes en skruedislokasjon. Også her opptrer en fortrekning av gitterstrukturen i et område med sentrum i dislokasjonslinjen AB. Atomordningen er vist tydeligere på fig. 65. Skruedislokasjonen har ikke noe ekstra halvplan som kantdislokasjonen, men atomplanene loddrett på dislokasjons­ linjen er forvridde på en slik måte at de danner en spiralformet flate med disloka­ sjonslinjen som spiralens akse. Hvis et lite vesen går fra atom til atom på planet i fig. 65, og slik at det beveger seg rundt dislokasjonslinjen, ”skrur” det seg også samtidig nedover langs linjen. Når en skruedislokasjon ligger i et glideplan hvor det virker en skjærspenning, flyt­ ter den seg i planet på samme måte som en kantdislokasjon og bevirker en plastisk deformasjon av krystallet. En ser av fig. 66 at kantdislokasjonen beveger seg i glideretningen, mens skruedislokasjonen går loddrett på glideretningen. Den ende­ lige deformasjon (glidning) er imidlertid den samme i begge tilfeller.

Det essensielle i atomplanglidning under medvirkning av dislokasjoner er at ato­ mene i glideplanet beveger seg forbi hverandre efter t u r, i stedet for alle atomer under ett, slik det forutsettes i et perfekt gitter. Den midlere skjærspenning i glideplanet blir liten fordi bare få atombindinger brytes samtidig. Vi har flere analogier i naturen til bevegelse ved hjelp av dislokasjoner. En larve, fig. 67, kryper ikke ved å trekke frem hele kroppen, fordi dette gir en stor friksjonskraft mot underlaget. Den trekker seg sammen og lager en hump på halen, og humpen passerer så langs kroppen. For hver passering fra hale til hode flytter larven seg et lite stykke. Et teppe kan flyttes ved å trekke det på gulvet. Dette svarer til glidning i et perfekt gitter. Men teppet kan flyttes med mindre friksjonskraft ved at man trekker sammen den bakre enden og lager en bulk efter mønster av larven. Bulken kan så skyves fremover med det endelige resultat at teppet flyttes en distanse lik buen i bulken.

Dislokasjonsformering Når et krystall lider en makroskopisk deformasjon, skjer det en glidning på mange plan, fig. 56, og siden en dislokasjon bare kan bevirke en glidedistanse på noen få Å, må det være mange dislokasjoner i hvert glideplan. Er det tilstrekkelig mange dislokasjoner tilstede i strukturen til å forklare den store duktilitet man måler i metalliske materialer?

Vi har tidligere sett at man ut fra en fri entalpiberegning kan vise at det alltid er

Deformasjon av metaller og legeringer

89

skjærdeformert gitter

Fig. 65. Atomordningen rundt en skruedislokasjon. Vektoren b angir størrelse og retning av atomforskyvningen. (13)

delvis deformert

Fig. 66. En kantdislokasjon (a) beveger seg i glideretningen, mens skruedislokasjonen (b) går loddrett på glideretningen. Den endelige deformasjon er den samme i begge tilfeller. I tilfelle (c) er dislokasjonslinjen buet og kan tenkes satt sammen av et stort antall korte kant- og skruedislokasjoner. (14)

90

Fig. 67. (a) En larve beveger seg efter samme mønster som atomplan glir på hverandre under medvirkning av dislokasjoner. (b) Et teppe kan også flyttes steg for steg ved hjelp av en dislokasjonslignende mekanisme. (13)

en viss mengde vakanser tilstede i et metall, og at mengden øker eksponensielt med temperaturen, s. 83. På grunn av de elastiske spenninger den introduserer, øker dislokasjonen den indre energi i krystallet. Energien pr. atomavstand i en dislokasjon er imidlertid omtrent 10 ganger energien av en vakans. Videre er entropiøkningen som følger en dislokasjon, liten. Dette er lett å forstå når vi tenker oss dislokasjonen som en linje som går fra atom til atom, og så regner ut hvor mange tydelig adskillbare måter linjen kan plasseres på i krystallet. Inneholder krystallet N atomer, kan dislokasjonslinjen forankres i den ene enden på N for­ skjellige måter. Men når først dette valg er gjort, er de videre muligheter til utvid­ else av linjen begrenset til de nærmeste naboatomer. Antall tydelig adskillbare må­ ter man kan plassere f.eks. en dislokasjonslinje på 10 atomlengder i et krystall, er vesentlig færre enn måter man kan plassere 10 vakanser. Det viser seg at økningen av T • S som følger en dislokasjon, er mindre enn økningen av indre energi, selv ved temperaturer nær opp til smeltepunktet. Dette betyr at den fri entalpi av en dislokasjon er positiv, og er et minimum når alle dislokasjoner er fjernet fra git­

Deformasjon av metaller og legeringer

91

teret. Dislokasjoner kan derfor ikke eksistere i termo­ dynamisk likevekt med den øvrige gitterstruktur slik som f. eks. vakanser.

Man antar at dislokasjoner kan oppstå under nedkjøling av et materiale fra støpetemperatur, ved at overskuddsvakanser diffunderer og danner vakansplan. Ved størknepunktet kan vakanskonsentrasjonen være så høy som 0,1%, hvilket svarer til 6 -1020 vakanser i et mol. Ved værelsetemperatur er likevektskonsentrasjonen av vakanser nær 0, slik at et stort antall må diffundere ut av materialet ved nedkjøl­ ing. Dette kan lett skjenær overflatene og porer. Men hvor veien ut er for lang, kan vakansene finne metastabile plasser når de samles i plan, idet den fri entalpi i et slikt plan er lavere enn den samlede entalpi av vakansene det er bygget opp av. Et vakansplan er det samme som et manglende atomplan og danner to dislokasjoner, se fig. 60. Dislokasjonskonsentrasjonen eller tettheten p regnes i meter dislokasjonslengde pr. m3 materialvolum med benevning m-2. I en støpt eller glødd legering kan tett­ heten anslåes til p~ 1012 . Selv om dette utgjør hele 1000 km pr. 1 cm3 volum, er tettheten likevel for lav til å forklare den utstrakte grad av duktilitet som kan måles i metalliske materialer. Anta f.eks. en skjærdeformasjon av en kube med si­ dekant I, fig. 68. Når en dislokasjon glir tvers gjennom kuben, bevirker den en skjært øy ning lik b/f, hvor b er Burgers vektor. I et polykrystallinsk materiale blir imidlertid dislokasjonene stanset av korngrensene, slik at den gjennomsnittlige bevegelseslengde er omtrent lik komdiameteren D. N dislokasjoner gir da en tøy­ ning:

Fig. 68. Forholdet mellom tøyning og dislokasjonsbevegelse ved plastisk skjærdeformasjon. Gjennomsnittlig forflytter hver dislokasjon seg en lengde svarende til komstørrelsen.

92

7

= Nb . D = N_4 . b ■ D = p ■ b • D 1 >1 Å3

Settes her inn p = 1012m"z, b = 2Å = 2-10 10m, D - 10 4 m, fåes 7 - 2%. De fleste metaller lar seg deformere 50-100%. Man er derfor kommet til at de ”inngrodde” dislokasjoner som dannes under nedkjøling efter støping eller gløding, ikke er mange nok til å forklare metallenes duktilitet, og antar at nye dis­ lokasjoner genereres ved plastisk deformasjon. En slik mulig genereringsmekanisme er foreslått av Frank-Read, fig. 69. Her er ABCD et ekstra atomplan i krystallet, slik at BADC er en dislokasjonslinje. En del av linjen, nemlig stykket AD ligger i et glideplan. Vi belaster nå krystallet med ytre krefter slik at det opptrer en skjærspenning i glideplanet. Linjestykket AD

Fig. 69. Frank-Read mekanisme for dislokasjonsgenerering. BACD er et ekstra halvplan. Dislo­ kasjonslinjen AD ligger i et glideplan, og under påvirkning av en skjærspenning i planet bøyes linjen ut til den til slutt danner en lukket sløyfe. Sløyfen danner en grense mellom glidd og ikke-glidd materiale.

Deformasjon av metaller og legeringer

93

tvinges da ut i en bue. De to endepunkter A og D står imidlertid fast siden de er en del av dislokasjonene AB og DC som ikke er påvirket av noen skjærspenning. Studerer man nærmere atomordningen i en buet dislokasjon, finner man at den kan oppfattes som en kombinasjon av mange små kant- og skruedislokasjoner, fig. 70. Ved økende spenning i glideplanet ekspanderer dislokasjonsbuen som vist

glideplan

1

i

skrueciislokasjon-

1

ikke glidd

-"f■ 9' ' d d ff-fj.f;

'

1 1

Fig. 70. En buet dislokasjon kan spaltes opp i komponenter av kant- og skruedisloka­ sjoner. Ved glidning ekspanderer buen, og det endelige resultat er en skjærde­ formasjon lik Burgers vektor. (2)

94

på delfigurene i fig. 69, idet den dreier seg spiralformet omkring A og D. Spiralene er dislokasjoner av motsatt fortegn og tilintetgjør hinannen når de faller sammen. Man ender derfor opp med en lukket dislokasjonslinje innenfor hvilken en enhetsglidning har funnet sted, og med den opprinnelige dislokasjonslinje AD klar til ny ekspansjon. På denne måte kan mange dislokasjonsringer genereres i samme glideplan, med ut­ gangspunkt i en enkelt dislokasjon, og bevirke en utstrakt grad av plastisk defor­ masjon. I et sterkt deformert materiale er dislokasjonstettheten øket til omtrent 1016 m^.

GENERELLE FREMGANGSMÅTER TIL Å STYRKE METALLENE Det noe upresise uttrykk materialstyrke er vanligvis knyttet til kriterier for be­ gynnende og i makroskopisk målestokk målbar plas­ tisk deformasjon. Dette gjelder f.eks. flytegrensen og hårdheten. Plas­ tisk deformasjon er betinget av at glidning kan finne sted mellom atomplanene, og denne prosess er igjen avhengig av hvor lett dislokasjoner kan bevege seg i struktu­ ren. Hvis vi derfor kan begrense antallet dislokasjoner i et materiale eller hindre deres bevegelse, har vi også øket materialets styrke.

I praksis har det ikke vist seg mulig å redusere antallet av dislokasjoner, hverken under nedkjøling efter støping eller under plastisk deformasjon. Tilbake står da ut­ veien å hindre deres bevegelse i materialet, og alle veier til å styrke metallene er basert på dette prinsipp. Tar man utgangspunkt i et rent metall og betrakter prob­ lemet under en praktisk synsvinkel, er fire veier mulige: a) redusere kornstørrelsen b) innlegere elementer som danner blandkrystaller med grunnmetallet (løsningsstyrking) c) innlegere elementer som danner nye faser (partikkelstyrking) d) kalddefonnering (deformasjonsstyrking eller fastning)

KORNSTØRRELSEN Når plastisk deformasjon kan måles i et polykrystallinsk materiale, f.eks. i en strekkstav, har det allerede funnet sted adskillig lokal glidning, og dislokasjoner har hopet seg opp langs korngrensene. Grensene er uordnede områder, og den skjærspenning som er tilstrekkelig til å bevirke glidning i et korn, er ikke uten videre tilstrekkelig til å tvinge dislokasjoner over grensene. Glidning kan forøvrig heller ikke fortsette i nabokornet uten når glideplan og glideretning passer sam­ men. Fig. 71 nederst viser et glideplan i et korn med en dislokasjonskilde i midten.

96 snitt A — A

Fig. 71. Skjematisk illustrasjon av dislokasjonsopphopninger på en korngrense. I nabokornet oppstår en spenningsøkning som kan aktivere en dislokasjonskilde. (13)

Under påvirkning av en skjærekraft r genereres dislokasjonsringer som brer seg i kornet, men blir stanset av korngrensene. Dislokasjonsopphopningen på korngrensene bevirker en lokal spenningskonsentrasjon som er proporsjonal med antall låste dislokasjoner, og vil når den er stor nok, aktivere en dislokasjonskilde i et gunstig orientert plan i naboatomet. Flytning i makroskopisk for­ stand er betinget av at denne prosess er i gang i større målestokk. Lineærelastisk bruddmekanikk viser at skjærspenningen rxy i et punkt med koor­ dinater r, 0 i forhold til bunnen av en sprekk, fig. 72 (a), kan skrives på formen Txy =

'f(0)

(22)

hvor a er halve sprekklengden og r er nominell skjærspenning i området omkring sprekken. f(0) = 1 for 0 = 0.

Generelle fremgangsmåter til å styrke metallene

91

Fig. 72. (a) En sprekk bevirker en spenningsøkning i punktet r,6. (b) Et glideplan virker som en sprekk, og gir en spenningsøkning i en dislokasjonskilde r,0 i nabokomet.

Et glideplan med aktive dislokasjoner, fig. 72 (b), kan oppfattes som en sprekk fordi atomplanene kan gli på hverandre med liten motstand. Motstanden pr. flate­ enhet betegnes friksjonsspenningen 7p I analogi med ligning (22) kan vi skrive skjærspenningen i en mulig dislokasjonskilde med koordinater r og 0

(23)

Hvis r*y er den nødvendige minste spenning for å aktivere en dislokasjonskilde, fåes nominell skjærspenning T = Tj +

= Ti +

(24)

idet r*y, r og f(0) er konstante størrelser når man betrakter middelverdier for et stort antall glideplan.

I en strekkstav med enakset spenning er normalspenningen dobbelt så stor som maksimal skjærspenning, og vi får for flytegrensen Re

98

ReV = a, 1 + der D er komdiameteren og og k er konstanter. Dette På fig. 73 er den vist grafisk for bløtt stål. Det sees at en ca. 8 mm-1/2 fordobler flytegrensen, og reduksjon sen er en meget virksom metode for å styrken.

(24a)

er Petch-Hall formelen. økning av 1 /^D fra 3 til av kornstørrel­ øke material­

Styrkemessig kan vi oppfatte polykrystallinske metaller og legeringer som et tre­ dimensjonalt nettverk av korngrenseflater. Styrken ligger i nettverket, og jo større nettverktetthet, jo større materialstyrke. Materialet inne i nettmaskene bidrar lite til styrken, men er nødvendig for å stabilisere nettverkformen.

Fig. 73. Flytegrensens avhengighet av kornstørrelsen i bløtt stål. (15)

LØSNINGS- ELLER BLANDKRYSTALLSTYRKING

Fra de eldste tider har det vært kjent at innlegering øker materialfastheten. En form for innlegering er å benytte elementer som danner blandkrystaller med grunnmetallet, der messing (Cu-Zn) og bronse (Cu -Sn) er kjente eksempler. Det gjelder generelt at blandkrystallfasen alltid er sterkere, dvs. har større flytegrense enn den rene metallfase, og sterkere jo større innholdet er av legeringselementet, fig. 74. Årsaken er at de løste atomer, fordi de er forskjellige fra grunnmetallets atomer, lager fortrekninger i atomgitteret og dermed øker friksjonsspenningen som kreves

Generelle fremgangsmåter til å styrke metallene

99

atom% legeringselement

Fig. 74. Kobber danner blandkrystaller med en rekke elementer, og styrken er nær proporsjonal med konsentrasjonen i atom%. (16)

for å tvinge dislokasjoner gjennom gitteret. De løste atomer danner "atmosfærer” omkring dislokasjonene, fig. 75. Atomene finner mer stabile plasser omkring dislokasjonene enn i gitteret forøvrig, og slik at atomer som er større enn grunnmetallets atomer plasserer seg på strekksiden, de mindre på trykksiden. Det er følge­ lig en større konsentrasjon av løste atomer rundt dislokasjonene enn ellers i gitte­ ret.

Når en dislokasjon blir tvunget til å bevege seg ut av atmosfæren, må atomene i atmosfæren reorganisere seg, og det oppstår en gitterfortrekning som represen­ terer en øket elastisk energi, fig. 75 (b). Energien må tilføres ved at den nødven­ dige spenning til å bevege dislokasjonen øker. Regulært er diffusjonshastigheten av fremmedatomer stor nok til at en del av atmosfæren kan følge med disloka­ sjonen, og slik at de atomer den mister, blir erstattet av nye den plukker opp under marsjen. Det endelige resultat er at atmosfæren danner en bremse på dislokasjonens bevegelse. Den styrkevekst som kan oppnås i blandkrystaller, er proporsjonal med leger-

100

Fig. 75. (a) Oppløste atomer finner mer stabile plasser i området omkring en dislokasjon enn i gitteret forøvrig (b). (2)

ingens skjærmodul G, og er større jo større gitterfortrekning innlegeringen fører til. Når grunnmetallet har kubisk flatesentrert struktur, finner man ofte at styrken er proporsjonal med konsentrasjonen av legeringselementet i atom% som vist på fig. 74. Når de oppløste atomer går inn i mellomromsposisjoner, er gitterfortrekningen pr. oppløst atom meget større. Man finner tilsvarende at økningen i styrke, regnet pr. atomprosent legeringselement, er meget større ved mellomromsløsning enn ved substitusjonsløsning. Virkningen lar seg imidlertid sjelden utnytte maksimalt, siden løseligheten vanligvis er sterkt begrenset. Til gjengjeld er disse tilfeller av meget stor praktisk betydning.

Flytegrense og deformasjonselding i stål Karbon og nitrogen går i mellomromsløsning i jern, både i kubisk romsentrert (a) og kubisk flatesentrert (7) fase, og plasserer seg fortrinnsvis i atmosfærer omkring dislokasjonene. Selv om løseligheten ved værelsetemperatur er lav, kan en regne at samtlige dislokasjoner er blokkert. Dette fremgår av følgende regnestykke:

Generelle fremgangsmåter til å styrke metallene

101

Dislokasjonstettheten i glødd metall er omtrent 1012 m"2 , slik at den samlede dislokasjonslengde i 1 cm3 er 10bm. Atomavstanden i a-jern er 2,5 Å = 2,5• 10-10 m, og følgelig er det 4 ■ 109 jernatomer i 1 m dislokasjonslinje. I 1 cm3 jern er det vi­ dere ca. 1023 jernatomer. Regner en nå anslagsvis at dislokasjonsatmosfæren be­ står av 3 C atomer for hver atomavstand langs linjen, får vi tilhørende karbonkonsentrasjon 106 - 4 • 109 • 3 = 10m-7atom i C/atorn /-/f Fen q _- --------------------1023 Dette er mindre enn løseligheten av C og N i a-jern ved 25°C. Virkningen av C og N atmosfærer gjenspeiles i diagrammet for flytespenningen i bløtt stål, fig. 76. Ved lav spenning er alle dislokasjoner fastlåst og deformasjonen er helt elastisk. Ved R6h er skjærspenningen så høy at dislokasjonene løsrives. Plastisk deformasjon med atomplanglidning kan så foregå ved ReL som svarer til midlere friksjonsspenning.

Fig. 76. Høy Repj og lav flytegrense i bløtt stål, forårsaket av at oppløst C og N plasserer seg rundt dislokasjonene og blokkerer dem. Eldningssprøhet, linje c, har samme årsak.

102

Stigningen i flytespenning ved fortsatt deformasjon skyldes deformasjonsstyrking og er forklart senere. Hvis man avlaster og umiddelbart efter pålaster efter b linjen, fåes en kontinuerlig overgang fra elastisk til plastisk deformasjon. Lar man imidler­ tid stålet ligge en tid efter avlastning, diffunderer oppløste atomer tilbake til dislokasjonene, og en ny spenningsspiss opptrer ved pålastning, linje c. Ved værelsetemperatur skjer denne deformasjonselding efter et par dager, men ved 100-150°C er diffusjonshastigheten av C og N atomer i a gitteret øket mange ganger, og virk­ ningen inntrer allerede efter 20 til 30 min. Fastlåste dislokasjoner fører til øket flytegrense i udeformert stål, og det er fordel­ aktig. Deformasjonselding er imidlertid forbundet med høye spenninger i stedsbegrensede områder hvor dislokasjoner løsrives og resulterer i sprekker. Diagrammet på fig. 76 angir gjennomsnittsverdier, og de lokale spenningstopper er meget høye­ re enn spissen på linjen. Man taler om eldingssprøhet, som tidligere har vært og til dels fremdeles er et stort problem. I moderne stål begrenser man innholdet av nitrogen og reduserer på den måten tendensen til eldingssprøhet.

Herding av stål I 7-jern som er stabilt over 910°C, fig. 21, er løseligheten av C meget større enn i a-jern, nær 2%. Ved rask avkjøling til værelsetemperatur dannes en overmettet løsning av C i a-jem. De alt for mange C atomer tvinger Fe atomene inn i en romsentrert tetragonal struktur, der det midlere forhold mellom lengste og korteste gitterparameter er proporsjonal med C innholdet. Prosessen kalles herd­ ing, og strukturelementet kalles martensitt. Herding bevirker en stor økning av materialstyrken selv ved en så lav C konsentra­ sjon som 0,1%, fig. 77. Mekanismen bak styrken i martensitt kan tilbakeføres til en vekselvirkning mellom fortrekningen i det tetragonale gitter forårsaket av opp­ løste C atomer, og fortrekningen i gitteret rundt en skruedislokasjon. I et sylindersnitt rundt dislokasjonen, fig. 65, er gitteret skjærdeformert. Man forestiller seg at dislokasjoner dannes samtidig med transformasjonen fra y-jern til martensitt. C atomene plasserer seg mellom Fe atomene som vist på fig. 182, men siden forhol­ det mellom C og Fe er lite, er bare noen plasser fylt. Rundt en dislokasjon er git­ teret fortrukket, og krystallet velger å fylle de C plasser som passer best til for­ trekningen, fig. 78. Dermed er også dislokasjonen fastlåst, for hvis den skal bevege seg, må C atomene omfordele seg så de passer inn i et gitter med en annen avstand fra dislokasjonen og med en annen fortrekning.

Generelle fremgangsmåter til å styrke metallene

103

Fig. 77. Hårdheten av herdet stål avhengig av kar­ boninnholdet, sammenlignet med ”normal” ferritt-perlitt struktur. (17)

Fig. 78. Ved herding av stål plasserer C atomene seg mellom Fe atomene på en slik måte at fortrekningene de bevirker i atomgitteret passer til skjærdeformasjonen rundt en skruedislokasjon.

104

PARTIKKELSTYRKING (UTFELLINGSSTYRKING)

Når et legeringselement tilsettes i en slik mengde at oppløsningsgrensen ved værelsetemperatur overskrides, opptrer en ny fase i strukturen. Under diskusjonen av tilstandsdiagrammer for systemet Ag-Cu så vi at slike utfellinger kunne skje fra fast fase, og de opptrer da som finfordelte partikler. En dislokasjon vil ha vanske­ ligheter med å passere et slikt partikkelnett, fig.79. Skjærspenningen i planet dri­ ver den ut i buer mellom partiklene, og når den passerer partikkelrekken, efterlater den en dislokasjonsring rundt hver partikkel. Mekanismen er den samme som tid­ ligere forklart under dislokasjonsformering.

Fig. 79. Skjærspenningen i glideplanet driver dislokasjonen ut i buer mellom partiklene og efterlater en dislokasjonsring rundt hver partikkel.

Vi kan danne oss en oppfatning av flytegrenseøkningen ved å bruke følgende re­ sonnement:

Når en dislokasjon har beveget seg en avstand lik korndiameteren D fra den ene korngrense til den annen, er resultatet en glideavstand lik Burgers vektor b. Be­ trakter vi en enhetslengde av dislokasjonen, fig. 80 (a), er arbeidet som utføres ved bevegelsen gjennom kornet lik D • t • b, hvor t er skjærspenningen i glideplanet. Vi kan nå forestille oss at glidningen kommer i stand ved at det virker en kraft f på dislokasjonen, og at kraften tvinger den gjennom gitteret. Arbeidet som utføres er f - D. f er kraften pr. enhet dislokasjonslengde og finnes ved å sette de to arbei­ der lik hinannen:

D-rb = f-D f = 7•b

(25)

Vi har tidligere pekt på at det til en dislokasjonslinje er knyttet en bestemt energi svarende til gitterfortrekningen omkring linjen. Energien kan identifiseres som et strekk i dislokasjonen, og det kan lett vises at strekket

T ~ G • b2

(26)

Generelle fremgangsmåter til å styrke metallene

105

Fig. 80. Økningen i flytegrense ved partikkelstyrking skyldes strekket i dislokasjonene.

Det er strekket i dislokasjonen som er årsak til styrkeøkningen Ar. Dislokasjoner genereres lett, og ved en svak plastisk deformasjon ligger det en dislokasjon foran hver partikkel i et glideplan. Når tilstanden er som i fig. 79 (c), yter dislokasjonen den største motstand mot videre bevegelse, og kraftlikevekt gir, fig. 80 (b): f • £ = Ar • b • £ = 2GbI2 (27)

Ar = 2Gb £ Setter vi videre konsentrasjonen av partikler q = teren, fåes: At = 2Gb 3Æ d v4

d ]3, hvor d er partikkeldiamee (28)

I stål er G = 80 300 MPa og b = 2,5 Å. De utfelte partikler er vanligvis niobkarbid og vanadiumnitrid. Ved en partikkelkonsentrasjon på q = 5 • 10~4 og en partikkeldiameter på 500 Å gir dette en flytegrenseøkning

AR = 2At =

. ^0,0005' = 130 MPa

Dette er en del høyere enn målte verdier.

Når partikkeldiameteren er liten, kan dislokasjonen skjære gjennom partikkelen, og da er ikke uttrykket for Aa gyldig lenger. Om dette vil skje, er også avhengig av skjærmodulen i partikkelen, og kan inntreffe ved en partikkeldiameter på 30-100 Å.

106

Fig. 81. (a) Overmettet oppløsning, (b) En koherent sone dannes ved utfelling, (c) og (d) Når sonen vokser, brytes koherensen først delvis og senere helt fordi dette medfører en reduksjon av elastisk energi og dermed fri entalpi. (2)

Når en ny fase utfelles i et fast gitter, er den gjerne koherent med modergitteret, hvilket vil si at gitteret er kontinuerlig i de to faser. Eftersom utfellingen vokser i størrelse, fremkaller dette en stadig økning av elastisk energi, og før eller senere brytes koherensen, fig. 81. En koherent sone forstyrrer modergitteret i et område som er meget større enn det som svarer til det utfelte antall atomer. I ligning (27) tar man vare på dette ved å sette inn minste avstand mellom sonene for avstanden C. Koherente utfellinger er følgelig de mest effektive. I herdbare Al legeringer utfelles koherente soner av CuA12 eller andre forbindelser ved hjelp av en passende varmebehandling, og prosessen resulterer i en tre-firedobling av flytegrensen.

Modellen for styrkeøkning er mindre oversiktlig når den nye fase utfelles som kom

Generelle fremgangsmåter til å styrke metallene

107

av størrelse med komene i grunnmetallet, slik det gjerne skjer når en fase skilles ut fra smeiten. Når den er vesentlig hårdere enn grunnfasen og ikke utgjør mer enn 10-20% av den i masse, kan man regne at dislokasjoner stuves opp mot den hårde fase når grunnfasen deformeres. Styrkeøkningen kan da skrives

hvor D er midlere avstand mellom de hårde kom. k er avhengig både av konsentra­ sjon, fordeling og hårdhet av utfelt fase. Modellen kan sammenlignes med den som er beskrevet tidligere for korngrensestyrking, ligning (24a), og kan bl.a. brukes til å beregne styrken i jern-jernkarbid aggregater (perlitt).

DEFORMASJONSTYRKING (FASTNING)

I alle metaller og legeringer øker flytespenningen med graden av plastisk deforma­ sjon, slik dette er vist på fig. 52. Materialet fastner. I materialteknologien utnytter man bevisst denne styrkingsmetode ved kaldvalsing og kaldtrekking. Ren alumini­ um og rent kobber lar seg styrke til en flytegrense noe henimot 100 ganger verdi­ en før valsing. For legeringer og teknisk rene metaller er økningen mindre, se f.eks. fig. 82, der hårdheten avhengig av deformasjonsgraden er vist for valset kobber og messing.

Fig. 82. Hårdheten stiger og bruddforlengelsen synker med økende kalddeformasjonsgrad.

108

Fig. 83. Dislokasjonen A-A i et glideplan blir stanset av dislokasjoner B-B loddrett på glide­ planet. (14)

Mekanismen bak deformasjonstyrking er komplisert og ennu ikke helt forstått. I et polykrystallinsk materiale må glidning skje på mange forskjellige krystallografiske plan samtidig, da de enkelte korn ellers ikke vil henge sammen. Dislokasjoner i de enkelte glideplan vil måtte krysse hverandre som vist på fig. 83. På grunn av spenningsfeltene som omgir dem, vil dislokasjoner enten tiltrekke eller frastøte hinannen, og i begge tilfeller blir kryssingen vanskeliggjort. Vi har tidligere sett hvorledes dislokasjonstettheten øker med deformasjonsgraden, og det kan vises at man ender opp med et tredimensjonalt nettverk av nærmest ubevegelige (sessile) dislokasjoner. For styrkeøkningen gjelder da ligning (27) for partikkelstyrking når man setter inn den midlere cellelengde i nettverket for avstanden!. Det kan videre vises (hvorledes?) at p -£2 ~ 1 hvor p er tettheten av dislokasjoner, slik at

Ao = 2Ar = 4 Gb Vp

(30)

Målte verdier er mer sammenfallende med uttrykket Ao = 0,5GbVV

(30a)

For en dislokasjonstetthet på 1014 m*2 blir da for stål

Ao = 0,5-80 300-2,5 1O’10-107 = 100 MPa Det sees av fig. 82 at duktiliteten målt som bruddforlengelse faller med økende

Generelle fremgangsmåter til å styrke metallene

109

deformasjongrad. Dette skyldes at nygenererte dislokasjoner fanges opp av nett­ verket og blir sessile. Derved hemmes plastisk deformasjon. Drives likevel defor­ masjonen videre, opptrer kohesjonssprekker som starter fra området med stor dislokasjonstetthet og annen atomær uorden. Dette danner grensen for teknologisk utnyttelse av fastning.

Strukturen i et kalddeformert materiale er termodynamisk sett ustabil, og styrkeøkningen og andre virkninger av deformasjonen oppheves ved høyere temperatur. Dette er nærmere forklart i avsnittet om rekrystallisasjon. Lavtsmeltende metaller som Pb, Sn og Zn fastner ikke, idet styrkeveksten oppheves ved normal tempera­ tur, mer eller mindre samtidig med at den oppstår.

ADDITIV VIRKNING

Flere styrkemekanismer kan virke samtidig som f.eks. komgrensestyrking og partikkelstyrking, og en større eller mindre grad av plastisk deformasjon er nesten all­ tid tilstede. De ulike bidrag er ikke nødvendigvis uavhengige av hverandre, men man regner likevel at virkningen kan summeres når enkeltbidragene ikke er for store.

110

KINETIKK AKTIVERINGSENERGI

Termodynamikken kan fortelle oss om en reaksjons retning, men ikke om dens hastighet. Dette er naturligvis en alvorlig begrensning av metoden. Et termodyna­ misk resonnement om f.eks. trehus i luft vil gi beskjed om at husene blir til CO2 og H2. Tilsvarende at uedle metaller forvandles til metalloksyder. Hvor riktig dette enn er, er det unyttige og til dels misvisende opplysninger i et kortsiktig tids­ perspektiv. I andre tilfeller, som når metaller reagerer med hverandre ved høy tem­ peratur, innstiller likevekten seg raskt, i løpet av sekunder eller minutter, og ter­ modynamiske beregninger er i overensstemmelse med dagliglivets erfaringer. Studiet av hastigheten av termodynamiske reaksjoner kalles kinetikk, og i mate­ riallæren er en viktig del av kinetikken knyttet til begrepet aktiveringsenergi.

b: labil a: metastabil c: stabil

Fig. 84. Mekanisk analogi til aktiveringenergi. Stillingen c er stabilere enn a siden tyngdepunktet er lavere. Men c kan bare inntaes via b og forutsetter en aktiveringsenergi AE.

Anta en boks som på fig. 84. I stilling a har den en tendens til å innta stillingen c, der den potensielle energi er lavest. Men orienteringen fra a til c må gå via b med en høyere potensiell energi enn a. Derfor fører ikke tendensen til noen reaksjon uten at boksen først tilføres en aktiveringsenergi AE, f.eks. ved at en kule med større bevegelsesenergi enn AE treffer den på en passende måte.

Kinetikk

111

I materialtekniske reaksjoner er boksene små, av atom- eller molekylstørrelse, og aktiveringsenergien kan suppleres f.eks. ved støt fra andre atomer eller molekyler. Hastigheten av en reaksjon er da avhengig av hvor lenge et bestemt atom må vente før det mottar et støt av til­ strekkelig styrke, eller anderledes sagt, hvor mange atomer som mottar støt av tilstrekkelig styrke pr. tidsenhet. Aktiveringsenergien kan være termisk energi i form av termiske svingninger. Anta at et atom svinger om posisjon a, fig. 85, og at den fri entalpi av atomet kan sen­ kes fra ga til gc ved at det flytter fra posisjon a til posisjon c. På veien må det pas­ sere posisjon b og energibarrieren Ag. c kan f.eks. være en vakant gitterposisjon, og b kan være den mellomstilling et atom i posisjon a må passere for å falle inn i vakansen. Atomene svinger om sine gitterposisjoner, og er svingningsenergien stør­ re enn Ag, flytter atomet seg fra a til c.

Fig. 85. Den fri entalpi av atomet faller fra ga til gc når atomet flytter seg fra stilling a til stilling c. For at flyttingen skal virkeliggjøres må imidlertid atomet tilføres en aktiveringsenergi Ag.

Den termiske energi av et atom som svinger i et gitter er i middel lik 3kT, hvor k er Boltzmanns konstant og T absolutt temperatur. Den statistiske fordeling av atomenes energi er vist på fig. 86 og viser at det alltid er et lite antall atomer som svinger med meget høy energi. Det kan vises at den brøkdel atomer p som har en fri entalpi større enn en bestemt verdi g, kan skrives

p = e

g kT

(31)

112

Fig. 86. Maxwell-Bolzmanns fordelingskurve. Ordinaten angir brøkdel av atomer med energi mellom g og g+ dg. Skravert flate betegner brøkdel atomer med energi større enn g.

Ligningen kan også tolkes slik at p angir sannsynligheten for at et enkelt atom skal svinge med en fri entalpi større enn g.

Anta at atomet i eksemplet i fig. 85 svinger med en frekvens f. Det gjør følgelig f forsøk pr. tidsenhet på å overkomme barrieren b. Bare en brøkdel av disse forsøk lykkes, nemlig når svingningsenergien er større enn Ag. Reaksjonshastigheten r er følgelig Ag

r = f • e k T atomhopp/s

(32)

Vi forutsetter at når et hopp lykkes og posisjon a er tom, betraktes et annet atom med en vakans som nabo, derefter et tredje atom osv. Vi vil finne at eksponensialfunksjonen Ag p k-T _ „

Ag

R T

går igjen for reaksjonshastigheten i alle termisk aktiverte prosesser. AG er aktiverings fri entalpi for den atomære eller molekylære prosess reaksjonen er avhengig av. Den regnes i J pr. mol (gramatom) av det stoff reaksjonen gjelder. Det viser seg at entropileddet i AG vanligvis er negligibelt og at AG derfor kan erstattes med aktiveringsentalpi AH eller aktiveringsenergi AE. Vi skal se i neste avsnitt hvorledes

Kinetikk

113

aktiveringsenergien spiller en viktig rolle ved beregning av diffusjonshastigheten i metaller og legeringer. DIFFUSJON

Metallurgiske reaksjoner i makroskala er avhengig av at atomer kan bevege seg i forhold til hverandre. F.eks. i legeringssystemet Ag-Cu, s. 53, er begge atomslag i homogen blanding over liquidus. Ved avkjøling under solidus 779°C består struk­ turen av en mekanisk blanding av kobberholdig sølvfase og sølvholdig kobberfase. Det må derfor ha skjedd en utstrakt atomvandring, idet Ag og Cu atomer har sam­ let seg i egne områder som i middel kan ha størrelser på 1/10— 1/100 mm. Ved videre avkjøling fortsetter atomvandringen, idet det skilles ut kobberfase i sølvfasen og sølvfase i kobberfasen.

Atomer kan transporteres ved konveksjon og diffusjon. I faste stoffer er bare den siste mekanisme mulig. Den er karakterisert ved en trinnvis atombevegelse fra en posisjon i gitteret til naboposisjonen. Når en fri entalpi senkning er mulig, fører atombevegelsene til en atomstrøm eller atomdiffusjon i den retning som svarer til senkningen i fri entalpi. Men prosessen krever også at den nødvendige aktiveringsenergi for at atomene skal kunne passere hverandre, er tilstede.

Diffusjon i blandkrystall med konsentrasjonsgradient La oss se nærmere på diffusjon innen et blandkrystall med en konsentrasjonsgra­ dient. Hvis atomene er i substitusjonsløsning i et perfekt gitter, vil de beholde sine naboer, og ingen diffusjon er mulig. Dette er det samme som å si at aktiverings­ energien som kreves for at et atom skal kunne presse seg frem mellom andre ato­ mer i gitteret, er for stor til at den kan tilføres av termiske vibrasjoner. Forholdet blir et annet hvis krystallet inneholder vakanser. Et atom kan lett tre inn i en vakans, et annet i den nydannede vakans osv. Betrakter vi fig. 87 (a) som et pusle­ spill med sorte og hvite brikker, forståes at man ved hjelp av den ene vakans, noen fantasi og tilstrekkelig tid kan få i stand en hvilken som helst ordning av brikkene. Likeså at all fantasi er spilt hvis vakansen mangler. Selv om vi ikke kan tillegge atomene fantasi, resulterer de termiske bevegelser i en målbar atomstrøm hvis en konsentrasjonsgradient av vedkommende atomslag er tilstede i krystallet. Anta at rekkene 1-9 i fig. 87 representerer atomplan av flateenhetens størrelse med innbyrdes avstand a, og la oss studere nærmere antall hvite atomer pr. tidsenhet som passerer skillelinjen mellom plan 2 og 3.

114 123456789

2

3

6

Fig. 87. Diffusjon, (a) Atomene vandrer i gitteret ved hjelp av vakanser og termiske vibrasjoner, (b) Konsentrasjonsforskjell utjevnes ved diffusjon, (c) Konsentrasjonsforløpet av hvite atomer i gitteret i (a).

I de to plan er det henholdsvis N2 og N3 hvite atomer med tilhørende atomkonsentrasjoner q2 = N2/a og q3 = N3/a, regnet i antall pr. volumenhet. Konsentrasjonsgradienten i x-retningen er derfor dq _ ^3 ~ q2 dx a Den gjennomsnittlige frekvens av atomhopp fra en posisjon til naboposisjonen er r. I løpet av tidsenheten hopper derfor N2-r/6 atomer fra plan 2 til 3, og N3-r/6 fra plan 3 til 2. Divisoren 6 tar hensyn til at et atom kan hoppe i 6 retninger med sam­ me sannsynlighet i alle retninger. Netto atomfluks av hvite atomer fra plan 2 til 3 er derfor

dt

I(N2-N3) = ^(q2-q3) = 6 6 ra2 dq _ _ p 6 dx dx

6

(q2 -q3) a

(33)

Kinetikk

115

Dette er Ficks første lov, og den sier at atomfluksen i gatom/mI2/s er proporsjonal med konsentrasjonsgradienten i gatom/m3*/m og diffusjonskoeffisienten D med be­ nevning m2/s. Minustegnet uttrykker at diffusjonsstrømmen er motsatt rettet kon­ sentrasjonsgradienten, fig. 88.

I ligningen er dq/dx den drivende kraft ved diffusjon og et uttrykk for senkningen av fri entalpi av et atomslag når konsentrasjonen faller. Diffusjonskoeffisienten D er den kinetiske del av ligningen og tilkjennegir hvor hurtig atomene kan bytte naboer. Setter vi inn uttrykket for r fra ligning (32), fåes △G 2“--

2

(34)

D = f = M-e RT o

o

hvor AG er aktiverings fri entalpi for diffusjonen, og f er atomenes svingefrekvens. Entropileddet i AG er lite, og AG kan derfor erstattes med AH eller AE D =

2 y

o

Ae

— ----

f• e

RT = Do • e

Ae

- --

RT

(34a)

AE er aktiveringsenergien for diffusjon i J/mol. Den omfatter både dannelsesenergien for vakanser som er en forutsetning for at diffusjon skal finne sted, og den energi som kreves for at et atom skal hoppe inn i en vakans. Do er uavhengig av temperaturen og knyttet til atomavstanden og vibrasjonsfrekvensen hos atomene. Ved diffusjon av atomer i addisjonsløsning er vakanser ingen betingelse for pro­ sessen, fordi atomvandringen skjer i mellomrommene mellom hovedatomene. Dette gjelder først og fremst atomene C, N og H, og det følger av resonnementet at akti­ veringsenergien er lavere enn for substitusjonsløsning, og diffusjonskoeffisienten høyere.

Man kan merke seg at diffusjonskoeffisienten ved solidustemperatur er omtrent den samme for alle legeringer og lik 1012 -10’13 m2/s for substitusjonsløsning og 10^ - 1O'10 for addisjonsløsning. Som det fremgår av ligning (34) er D sterkt tem­ peraturavhengig, og dette er også illustrert på fig. 89 og 90.

I de fleste praktiske tilfeller av diffusjon er ikke konsentrasjonsgradienten dq/dx konstant under prosessen, og Ficks lov kan ikke brukes i den form den har fått i ligning (33). Anta at planet Z i fig. 91 danner skilleflaten mellom et rent metall til høyre for Z og det samme metall hvori er oppløst et annet element med kon­ sentrasjon q0 til venstre for Z. Konsentrasjonsgradienten dq/dx er da minus uendelig. Efter en tid t = t inntar gradienten en endelig negativ verdi. Ved hjelp av Ficks lov kan man nu vise at inntrengningen x, definert som på fig. 91 og

116

D

[m 2/s]

Fig. 88. Diffusjonshastigheten er proporsjonal med og motsatt rettet konsentrasjonsgradienten dq/dx.

Fig. 89. Diffusjonskoeffisienten D for gull i kobber avhengig av temperaturen. (39)

Fig. 90. Diffusjonskoeffisienten D for karbon i a-jern (ferritt) avhengig av temperaturen. (39)

Kinetikk

117

Fig. 91. Et rent metall og det samme metall legert med et element av konsentrasjon q0 er svei­ set sammen i planet Z. Efter en tid t utjevnes konsentrasjonsforskjellen over en avstand på ca. 2x. Ficks lov gir x2 = 4Dt.

under de gitte initialbetegnelser, kan skrives x2 = 4D • t

(35)

x er et uttrykk for diffusjonsdybden ved diffusjonstiden t, og formelen kan brukes som en god håndregel, også når man går ut fra en konsentrasjonsgradient som ikke er helt vertikal. Ved solidus og D = 1012 m2 /s og for t = 104 s = 3 timer fåes en diffusjonsdybde x = ^4 -10'12 • 104 = 2 • 10-4 m = 0,2 mm

Dette viser at krystallseigringer hvor diffusjonslengden kan dreie seg om 1/10 mm eller mindre kan utjevnes ved glødingi få timer like under solidus. Blokkseigringer, som er konsentrasjonsforskjeller mellom randsone og kjerne i en støpt blokk, kan ikke utjevnes fordi det dreier seg om diffusjonslengder på 10-100 mm eller mer. Se nærmere om blokkseigringer på s. 145.

Langs korngrensene i et polykrystallinsk materiale er strukturen åpnere enn inne

118

i komene. Komgrensene er plateformede områder av tykkelse svarende til noen få atomavstander, og diffusjonskoeffisienten kan være to til tre dekader høyere enn inne i komene. Utfellinger i fast fase skjer derfor raskest på korngrensene. Også i et overflateskikt på noen atomavstander er dif­ fusjonskoeffisienten større enn inne i krystallet. En tredje rask diffusjonsvei er langs en dislokasjonslinje. I eksemplet foran har vi forutsatt at diffusjonen drives av en konsentrasjonsgradient som igjen kan identifiseres med en entropigradient. Det finnes også andre drivkrefter for diffusjon, men de vil ikke bli behandlet her. Løselighet og diffusjon er forskjellige begreper, og høy løselighet innebærer ikke nødvendigvis høy diffusjonshastighet. Som vi tidligere har sett, løser karbon seg i 7-jern, men ikke i a-jern. Men ved 910°C, der begge faser er i likevekt, er diffusjonskoeffisienten for karbon i a-jern omtrent hundre ganger større enn for karbon i 7-jern.

AVSPENNING, REKRYSTALLISASJON OG KORN VEKST Hårdhet og flytegrense øker og duktiliteten faller efter plastisk deformasjon av materialet i kald tilstand, fig. 92 (a). Deformasjonen skjer her ved trekking av en tråd. Kald er et relativt begrep og forutsetter at temperaturen er under 0,3 ganger smeltetemperaturen i grader K. Også fysikalske egenskaper påvirkes. Således faller konduktiviteten drastisk selv ved lav deformasjonsgrad, og det kan spores en mindre reduksjon av densiteten. Når et metallisk materiale kalddeformeres, omgjøres størstedelen av deformasjonsarbeidet i varme. En mindre del, av størrelse 5-10%, flg. 92 (b), blir lagret som elastisk energi i gitteret og er først og fremst knyttet til økningen av dislokasjonslengde og vakanskonsentrasjon som følger plastisk deformasjon. Økningen med­ fører også en mindre entropistigning, men produktet T - AS blir bare noen få pro­ sent av AE. En kan derfor regne at fri entalpi-forandringen ved kalddeformasjon er like stor som stigningen i elastisk energi omkring dislokasjoner og vakanser.

Ved kalddeformasjon skjer det en dramatisk multiplikasjon av dislokasjonslengden fra omtrent lO^m-2 i utglødde materialer opp til 1015 - 1016 m-2 . Gjennom­ gående fordeler ikke dislokasjonene seg jevnt i strukturen, men samler seg i diffuse skall, fig. 92 (c). Skallene avgrenser celler, også kalt subkorn, innenfor hvilke struk­ turen på det nærmeste er dislokasjonsfri. Det kan være opp til millioner celler in­ nenfor hvert korn, med en krystallografisk orientering som varierer fra celle til celle med 0,5 til 2°. Skallene som omgir cellene, er områder av høy tetthet av kryssende og for en stor del ubevegelige dislokasjoner. Flytespenningen i materialet er derfor høy, og i lokale områder hvor atomplanglidning ikke lenger kan finne sted, vil fortsatt de­ formasjon resultere i sprekker. Dette reflekteres i en synkende duktilitet i mate­ rialet, som vist på fig. 92 (a). Reduksjonen av konduktivitet skyldes først og fremst at kalddeformasjon øker

120 avspenning

rekrystallisasjon

kornvekst

% forlengelse

Fig. 92. (a) Forandring av mekaniske egenskaper i metalliske materialer ved trekking, (b) Lagret energi i en strekkstav. (c) Efter kalddeformasjon er dislokasjonene samlet i diffuse skall som av­ grenser små celler eller subkom med dislokasjonsfri struktur, (d) Ved gløding efter kalddefor­ masjon opptrer tre forskjellige prosesser, nemlig avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst, og prosessene påvirker egenskapene på forskjellige måter.

Avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst

121

antallet vakanser og andre punktfeil. De dannes når kryssende dislokasjoner pres­ ses forbi hinannen, og i en konsentrasjon opp til 10-2%. Punktfeil bevirker spred­ ning av elektronstrømmen i en leder, og dette gjenspeiles i en redusert kondukti­ vitet.

Økningen av fri entalpi som følger kalddeformasjon, skaper samtidig en ter­ modynamisk tendens i strukturen til reorganisering, slik at den fri entalpi igjen kan innta en minimums­ verdi. I virkeligheten er mønstret med dislokasjonskall og celler et skritt i den­ ne retning, idet en jevn skog av dislokasjoner har en enda større energi. Men e n videre reorganisering kan ikke finne sted ved normal temperatur, og de egenskaper som er påført materialet ved deformasjonen, er bemerkelsesverdig stabile.

Ved en varmebehandling (gløding) efter endt deformasjon kan imidlertid de ter­ miske vibrasjoner supplere nødvendig aktiveringsenergi til slike prosesser som vakans- og dislokasjonsvandring, diffusjon m.v., som gjør en senkning av den fri entalpi mulig. La oss foreta en varmebehandling ved forskjellige temperaturer av metalltråden i fig. 92 efter at den er trukket til en bestemt reduksjonsgrad. Vi forutsetter fore­ løpig at glødetiden er konstant og lik en halv time. Hårdhet, kontraksjon og resistivitet måles efter endt gløding og avkjøling til normal temperatur, og vi ser av fig. 92 (d) hvorledes disse egenskaper varierer med glødetemperaturen. Efter varmebehandling ved tilstrekkelig høy temperatur synes virkningen av kaldde­ formasjon å forsvinne, slik at egenskapene inntar verdier noenlunde tilsvarende før deformasjonen. Kurvene antyder at glødingen, avhengig av den temperatur som benyttes, utløser tre ulike prosesser som kalles avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst.

AVSPENNING

Under denne prosess, som foregår ved forholdsvis lav temperatur, skjer det en re­ duksjon av punktdefekter og en mindre reduksjon av dislokasjonskonsentrasjonen ved at dislokasjoner av motsatt fortegn tilintetgjør hinannen, fig. 93. Klatring og tverrglidning kan først skje i det høyeste temperaturområde. Forøvrig kan den fri entalpi reduseres ved en reorganisering av dislokasjonenes innbyrdes plassering som følger: Før varmebehandlingen ligger dislokasjonene i uoversiktlige vaser i celleskallene,

122 før avspenning

etter avspenning

tverrglidning

Fig. 93. (a) Dislokasjoner av motsatt fortegn tilintetgjør hinannen under avspenning, (b) og (c). Når dislokasjonene ligger i forskjellige plan, er klatring og tverrglidning nødvendige tilleggsmekanismer som bare kan skje i det høyeste temperaturområde. (14)

men ordner seg så i todimensjonale nettverk som omslutter cellene, og det skjer en ytterligere reduksjon av dislokasjonslengden inne i cellene. Dette er vist på fig. 94 (a) og (b), som er TEM mikrofotografier av 10% deformert renaluminium før og efter en varmebehandling på 100 timer ved 120°C. De mørke partier på (a) er cellevegger, og oppløsningen i nettverkskall er tydelig på (b). Husk at man ved TEM bruker prøvestykker av 0,05-0,5 /im tykkelse og gjennomfallende stråling, slik at celleveggene tegnes som flater. Ved økende varmebehandlingstemperatur er det en tendens til sammenvoksing av celler og økende cellediameter.

Avkjølt til normal temperatur efter avspenning er metallets (legeringens) hårdhet, flytegrense og duktilitet bare uvesentlig influert, fig. 92. Det kan heller ikke sees forandringer i kornstrukturen. Derimot faller resistiviteten nesten til verdien før deformasjon, hvilket viser at antallet punktdefekter og i særdeleshet vakanser er sterkt nedsatt.

Videre kan man ved forskjellige metoder oppdage at de indre spenninger i materialet er blitt redusert, hvorav også navnet avspenning. Indre

Avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst

123

Fig. 94. (a) Diffuse celleskall av dislokasjonsvaser i 10% kalddeformert renaluminium. 7000X. (b) Celleskallene omdannes til veldefinerte nettverk av dislokasjoner efter 100 timer gløding ved 120°C. 13 000X. (18)

124 spenninger er et uklart begrep, for både punktfeil og i særdeleshet dislokasjoner representerer en økning av den fri entalpi som for en vesentlig del skyldes de elas­ tiske spenninger feilene fremkaller. Vanligvis taler man om indre spenninger når et strekk- eller trykkområde strekker seg over et større antall korn i en polykrystallinsk struktur. Over hele materialvolumet må strekk- og trykkspenninger balan­ sere hverandre, siden det ikke forutsettes ytre krefter. Indre spenninger kan oppstå under plastisk deformasjon, men like ofte som et resultat av temperaturgradienter under avkjøling efter støping eller varmebehandling.

Den reduksjon av indre spenninger som følger avspenning, henger sammen med at glidespenningen for operative dislokasjoner reduseres med temperaturen. Når et arbeidstykke med indre spenninger tilvirkes ved sponskjærende bearbeiding, ”kaster” det seg fordi balansen mellom trykk- og strekkspenninger forrykkes. Indre spenninger kan også bevirke spenningskorrosjon i bestemte material-miljø kombinasjoner. For å motvirke slike skader benyttes avspenningsgløding. REKRYSTALLISASJON

Reduksjon og reorganisasjon av feilsteder under avspenning skjer innenfor de en­ kelte kom, og kornstrukturen med korngrenser slik den fremkommer i et lysmikroskop, fig. 92 (c), er ikke påvirket. Fig. 95 viser frigivelse av elastisk energi AP under varmebehandling av teknisk rent kobber efter 33% strekkdeformasjon. Det er en skarp stigning i kurven ved 360°C, som kan vises metallografisk å svare til at en ny kornstruktur vokser frem. Denne prosess kalles rekrystalli­ sasjon. Figuren avslører også at rekrystallisasjon er forbundet med et markant fall i hårdheten som var lite påvirket i avspenningsområdet. Forandringen av resistivitet og densitet fortsetter under rekrystallisasjon. Mekanismen ved rekrystallisasjon er at nye korn vokser ut fra stabile kim i den de­ formerte struktur, på lignende måte som når faste krystaller vokser frem av en smelte. Kimene dannes fortrinnsvis langs korngrensene, hvor deformasjonsgraden har vært størst, og hvor tendensen til reorganisering er sterkest. I de nye korn ord­ ner atomene seg slik at dislokasjonstallet blir omtrent det samme som før defor­ masjonen. Hvorfor nettopp dette tall er stabilt, vet man ikke, for den minimale fri entalpi er å finne når alle dislokasjoner er eliminert.

Komene vokser frem til de støter mot hverandre på en tilfeldig måte. Efter endt rekrystallisasjon har vi oppnådd en ny kornstruktur av polyedrisk type i motset­ ning til deformasjonsstrukturen med avlange kom og stort dislokasjonstall.

Avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst

125

Fig. 95. Frigitt elastisk energi AP under avspenning og rekrystallisasjon av kalddeformert tek­ nisk kobber. Figuren viser også Vickers hårdhet og forandring i relativ densitet AD/D og relativ resistivitet AR/R. (19)

Fig. 96. Delvis rekrystallisert struktur i en Fe+3% Si legering efter kaldbearbeiding og gløding ved 800°C i 10 min. Den hvite overflate av de re kry st all i se rte kom indikerer en struktur med lav dislokasjonstetthet. 500 x (14)

126

(«)

(b)

Avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst

127

• >

Fig. 97. Rekrystallisasjon og kornvekst i valset messing. (a) Struktur efter 33% kaldvalsing. (b) Glødet ved 500°C i 3 sekunder, antydning til rekrystallisasjon langs glidelinjer og komgrenser. (c) Glødet ved 500°C i 4 sekunder, nær fullendt rekrystallisasjon. (d) Fullstendig rekrystallisasjon og be­ gynnende kornvekst. (e) (f) (g) Kornvekst. 50 x. (20) (£)

128

Fig. 96 viser begynnende rekrystallisasjon i en Fe+3% Si legering. Slipet er etset slik at dislokasjoner som trenger gjennom slipflaten, blir synlige som mørke punk­ ter. En ser at de rekrystalliserte korn på det nærmeste er dislokasjonsfri, sammen­ lignet med strukturen forøvrig. På fig. 97 er vist kornstrukturen av valset messing. På (b) er strukturen delvis og på (d) fullstendig rekrystallisert. I den rekrystalliserte struktur har fasthetsegenskaper som flytegrense, hårdhet og duktilitet jusert seg til nivået før deformasjo­ nen, og de indre spenninger er blitt ytterligere redusert, sammenlignet med stør­ relsen efter avspenning. Ellers sees det av fig. 92 (b) at fasthetskriteriene inntar mellomliggende verdier ved en delvis forløpet rekrystallisasjon mellom tempera­ turene Tj og T2.

Virkning av glødetemperatur og glødetid Måler man tiden til f.eks. 90% rekrystallisert struktur ved forskjellige glødetemperaturer, fåes en avhengighet som vist på fig. 98 for 99.999% kobber.

Ligningen kan skrives | = C + K • Int

(36)

hvor t er tiden til 90% rekrystallisasjon. C er 1/T for t lik 1 og K er helningen på linjen. Ved å innføre reaksjonshastigheten 1/t og reorganisering får vi l=eC/K.e-l/TK=A.e-AG/R-T

(37)

hvor A = eC^K og AG/R = 1/K

I analogi med andre termisk aktiverte prosesser er AG aktiverings fri entalpi for rekrystallisasjon. Nå er rekrystallisasjonshastigheten avhengig av flere delprosesser, først og fremst hastigheten ved dannelse av stabile kim N og veksthastigheten av krystaller X. Den siste er igjen avhengig av diffusjonshastigheten langs komgrensene av vertgitterets atomer (egendiffusjon). I en formell betraktning kan man vise at rekrystallisasjonshastigheten er proporsjonal med (N -X3)1/4. Termodyna­ misk og atomistisk er midlertid sammenhengen mellom rekrystallisasjonshastig­ heten og delprosessene komplisert og ikke helt forstått. Vi kan derfor ikke tillegge AG en klar fysikalsk mening, og den oppfattes best som en empirisk konstant. På fig. 92 (d) har vi operert med en rekrystallisasjonstemperatur T , under hvilken ingen rekrystallisasjon skjer. Av ligning (36) og fig. 98 fremgår imidlertid at man

Avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst

129

Fig. 98. Tid for 90% rekrystallisasjon i 99.999% kobber ved forskjellige temperaturer efter 98% kaldvalsing. (13)

ikke kan snakke om en bestemt rekrystallisasjonstemperatur uten samtidig å fast­ legge en rekrystallisasjonstid. Det vanlige er å definere rekrystallisasjonstemperaturen som temperaturen for 90% rekrys­ tallisasjon i løpet av 30 min. På fig. 98 svarer dette til 123°C. Det sees også at en variasjon av tiden mellom f.eks. 10 og 100 min. gjør lite utslag i temperaturen, og at man derfor har dekning for den vanlige praksis å angi en re­ krystallisasjonstemperatur uten å nevne tiden. For rene metaller regner man at rekrystallisasjonstemperaturen er omtrent 0,4 ganger smeltetemperaturen målt i kelvingrader.

Virkning av kalddeformasjon Øket kalddeformasjon før rekrystallisasjon øker mengden lagret elastisk energi i materialet og dermed den drivende kraft ved rekrystallisasjon. Fra ca. 10% defor­ masjon er virkningen størst på kimdannelseshastigheten N, men også veksthastig­ heten av de nye krystaller Xøker, fig. 99. Den endelige innflytelse på rekrystalli­ sasjonstemperaturen er vist på fig. 100 for 99% Al og elektrolyttjern. Graden av kalddeformasjon er gitt som forlengelsen i en strekkstav.

Det sees at temperaturen nærmer seg en asymptotisk verdi når deformasjonsgraden overstiger 40-50%. Dette er dén rekrystallisasjonstemperatur som vanligvis oppgis for teknologisk bruk. De nye kom vokser frem fra stabile kim, og veksten stanser først når kornene er blitt så store at de møter hverandre. Åpenbart øker størrelsen av de rekrystalli-

130

Fig. 99. Variasjon av kimdannelseshastigheten N og veksthastigheten av krystaller X under rekrystallisasjon av aluminium ved 350°C, avhengig av forutgående forlengelse i %. N er angitt i antall stabile kim pr. cm3 og s, Xi cm/s. (7)

Fig. 100. Variasjon av rekrystallisasjonstemperaturen med graden av kalddeformasjon i elektrolyttjern og 99% aluminium. (7)

Avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst

131

serte korn med veksthastigheten X og faller med kimdannelseshastigheten N. Man kan lett vise, se s. 136, at kornstørrelsen

N Siden deformasjonsgraden før gløding virker sterkere på N enn på X, fig. 99, må vi også trekke den konklusjon at økende deformasjonsgrad redu­ serer kornstørrelsen. Gjennomgående er kornstørrelsen lite påvirket av aktuell temperatur ved rekrys­ tallisasjon så lenge kornvekst ikke har begynt. Virkningen av legeringselementer Når små mengder elementer legeres inn i et rent metall og danner blandkrystaller med det, øker tiden for 90% rekrystallisasjon, eller hvis man velger å holde fast ved en bestemt tid — rekrystallisasjonstemperaturen stiger. Man kan vise at fremmedatomer såvel som fremmedpartikler øver en bremse på grensene av de nye korn når de avanserer. Virkningen er meget markant: Materiale

Kobber

99,999% teknisk + 5% Zn Aluminium, soneraffinert 99,999% 99% legeringer 99,99% Nikkel 99,4% Wolfram ”meget rent” med mikroporer Tinn teknisk Jern elektrolyttisk 0,l%C 18% Cr, 8% Ni

Rekrystallisasjonstemp. °C 120 210 320 10 85 240 320 370 630 1200-1300 1600-2300 -4 400 500-600 800-900

Renaluminium rekrystalliserer ved værelsetemperatur hvis prosessen gis tilstrekke­ lig tid. Dette er en hovedårsak til at aluminium ikke kan benyttes til elektriske ledninger i hus. Ledningene kan nemlig ikke festes med kontaktskruer til brytere, støpsler m.fl. på vanlig måte, siden metallet rekrystalliserer omkring skruen.

132

Trykk-kraften mellom metall og skrue blir da borte, og kontaktmotstanden øker. Rekrystallisasjonstemperaturen kan heves ved innlegering, hvilket imidlertid ikke kan godtas i dette tilfelle siden innlegering også øker resistiviteten i ledningen.

KORNVEKST Vi vender tilbake til fig. 92 (d) og undersøker de forandringer som forårsakes ved gløding over temperaturen T2. De består først og fremst i en økning av kornstørrelsen slik det kan sees av mikrobildene på fig. 97 (e,f,g). Drivkraften i denne pro­ sess er det forhold at den samlede grenseflateenergi og dermed fri entalpi i et vo­ lumelement av metallet reduseres når den gjennomsnittlige kornstørrelse øker, siden den samlede korngrenseflate er mindre i en grov enn i en fin struktur. Veks­ ten skjer slik at de store kom utvider seg på bekostning av de små, og vanligvis ender man opp med en struktur, der alle kom er omtrent like store. Under spesi­ elle forhold opptrer unormal kornvekst som innebærer at bare enkelte kom vok­ ser. Den endelige struktur består da av meget store korn og små korn. Kornvekst er ikke avhengig av forutgående plastisk deformasjon slik som rekrystallisasjon, og i prinsippet tenderer ethvert polykrystallinsk mate­ riale mot en grovere struktur. Også her gjelder at prosessen er termisk aktivert: den går raskere jo høyere temperaturen er.

De fasthetsmessige egenskaper av materialet forandres ved kornvekst. Gjennom­ gående regnes at en fin stmktur gir den beste kombinasjon av egenskapsparet styrke-duktilitet, og at kornvekst bør unngåes.

Det vil forståes av de siste sider at de tre prosesser avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst ikke kan avgrenses til bestemte temperaturintervall, eller til be­ stemte tidsintervall når temperaturen holdes konstant. De glir over i hverandre i større eller mindre grad. Den endelige kornstørrelse er heller ikke bare avhengig av det som skjer i den egentlige korn vekstperiode, men også av strukturen like efter rekrystallisasjon og dermed av deformasjonsgraden. For praktisk bruk finnes diagrammer som viser sammenhengen mellom glødetemperatur, deformasjonsgrad og kornstørrelse ved en bestemt glødetid, slike som fig. 101 og fig. 102 for kobber og aluminium. Gjennomgående finner man en grov struktur ved lav deformasjons­ grad og høy temperatur, men ofte også ved høy temperatur og høy deformasjons­ grad. For ulegert stål med lavt karboninnhold opptrer den groveste struktur ved en kritisk deformasjonsgrad på ca. 10%. Denne søkes unngått når materialet kaldformes.

Avspenning, rekrystallisasjon og kornvekst

133

Fig. 101. Kornstørrelse ved rekrystallisasjon av kobber, avhengig av deformasjonsgrad og glødetemperatur. 30 min. glødetid. (21)

deformasjonsgrad i %

Fig. 102. Kornstørrelse ved rekrystallisasjon av renaluminium, avhengig av deformasjonsgrad og glødetemperatur. 30 min. glødetid. (21)

134 REKRYSTALLISERENDE GLØDING OG VARMBEARBEIDING

Rekrystalliserende gløding er en viktig teknologisk prosess som brukes når man vil oppheve virkningen av kalddeformering på materialets styrke og duktilitet, eller på konduktiviteten når denne er av betydning. Mest brukt i denne forbindelse er re­ krystalliserende mellomgløding. Ved f.eks. kaldvalsing av plater følger en slik glød­ ing efter et mindre antall valsestikk. Uten mellomgløding vil platen sprekke hvis nedvalsingen fortsetter.

Varmbearbeiding er plastisk forming vel over rekrystallisasjonstemperaturen. Re­ krystallisasjon skjer da samtidig med eller umiddelbart efter hvert formingstrinn, tig. 103, og teoretisk sett er det ingen grense for hvor stor grad av deformasjon emnet kan tåle uten at det opptrer sprekker og uten at deformasjonsmotstanden øker. Man må sørge for at formingstemperaturen er så høy at rekrystallisasjonen fullbringes i løpet av den tid som står til disposisjon mellom formingstrinnene, f.eks. mellom hvert valsestikk i fig. 103. Dette kan dreie seg om få sekunder. Men temperaturen må heller ikke være så høy at det inntrer en skadelig kornvekst mel­ lom formingstrinnene.

Fig. 103. Rekrystallisasjon under varmvalsing.

BEVISST BRUK AV KONTROLLERT VARMEBEHANDLING OG PLASTISK DEFORMASJON I TEKNOLOGISKE PROSESSER FOR Å BEDRE LEGERINGENES EGENSKAPER Teknologiske prosessser omfatter alle produksjonsprosesser hvis hensikt er å om­ danne råmaterialene til ferdige bruksting. De kan være av kjemisk, metallurgisk, fysisk eller mekanisk karakter. Formings- eller tilvirkningsprosessene er teknologiske prosesser hvis hensikt er med grunnlag i et halvfabrikat - å tildanne nye halvfabrikat eller ferdigvarer. De fleste er av mekanisk art, men må ofte kombineres med bestemte termiske be­ handlingsmåter.

I de foregående kapitler har vi sett hvorledes metallenes (legeringenes) egenskaper var knyttet til strukturen, idet vi oppfattet strukturen som et vidt begrep som rommet både gitterstrukturen med dens forskjellige feil, og kornstrukturen i polykrystallinske metaller. Vi har sett hvorledes strukturen er kontrollert av slike faktorer som kimdannelse, diffusjonhastighet, veksthastighet hos krystallene, plastisk deformasjon m.fl., og vi skal i det følgende se hvorledes man i en del viktige teknologiske prosesser bevisst søker å utnytte disse faktorer i den hensikt å oppnå materialer eller ferdiggjenstander av ønskede egenskaper.

DET STØPTE EMNEMATERIALE ELLER ARBEIDSSTYRKE Det er ikke meningen å behandle selve støpeprosessen her. Det er imidlertid nød­ vendig å si noe om det støpte materiale, siden de aller fleste gjenstander ”fødes” ved støping, og de karakteristiske egenskaper hos et støpt materiale er for en vesentlig del bestemmende for valg av påfølgende teknologiske prosesser.

Kornstrukturen Som regel finner man at strukturen i et støpt arbeidsstykke eller emnemateriale av noen dimensjon er forholdsvis grov. Ifølge tidligere diskusjon er en fm struktur

136

først og fremst betinget av at smeiten er tilstrekkelig underkjølt når den størkner, slik at produksjonshastigheten av stabile kim er tilstrekkelig. Men jo større arbeidsstykket er, jo vanskeligere blir det å bringe bort smeltevarmen som frigjøres ved størkning, og jo mindre blir underkjølingen. Til en viss grad kan graden av under­ kjøling påvirkes ved å variere varmeledning og varmekapasitet i støpeformen.

Den almindelige regel er at strukturen blir finere jo større underkjølingen er under størkning, men det opptrer ikke sjelden unntagelser. Ser man nærmere på meka­ nismene ved dannelsen av den polykrystallinske struktur, forstår man lett at komstørrelsen både er avhengig av produksjonshastigheten av stabile kim N pr. volumenhet og veksthastigheten hos krystallene X. I en forenklet fremstilling fåes at det totale antall stabile kim pr. volumenhet, og dermed det totale antall korn i struk­ turen pr. volumenhet N er lik N ganger størknetiden t ganger 1/2 (i middel over tiden t er halve volumet smeltet) N = N-t • 1/2

Den midlere radius D/2 av et kom

D/2 = X-t

I en struktur med N kubiske kom pr. volumenhet er

N • D3 = 1 og vi får ved kombinasjon av alle ligninger

Den drivende kraft i både produksjonshastigheten av stabile kim N og veksthastig­ heten av krystallene X er underkjølingen ved størkning, slik at begge øker med økende underkjøling. Men begge er diffusjonskontrollert, og diffusjonskoeffisien­ ten faller med økende underkjøling. I legeringer er X mer avhengig av diffusjon enn N, slik at X får et maksimum ved en høyere temperatur enn N , fig. 104. Forholdet X/N og dermed kornstørrelsen D faller derfor med stigende underkjøl­ ing. I helt rene metaller, hvor alle atomer er like, er veksthastigheten X mindre hindret av diffusjon, og vi vil kunne få store korn også ved stor underkjøling. Man forstår av dette at passende innlegering kan benyttes som et middel til å oppnå en finere støpestruktur.

Når legeringselementer, herunder også forurensninger, felles ut i fast fase, skjer utfellingene fortrinnsvis på korngrensene. Slike faser vil derfor kunne omgi vertskornene. Utfelte forurensninger er ofte ikke-metalliske og sprø, og i slike tilfeller blir hele legeringen sprø. Denne virkning blir forsterket i en

Bevisst bruk av kontrollert varmebehandling og plastisk deformasjon

137

hastighet

Fig. 104. Virkning av underkjøling på kimdannelseshastighet N og kornveksthastighet X.

grovkornet struktur, fordi den samlede korngrenseflate er liten, og kan dekkes av et lite innhold av forurensninger. Gjennomgående gjelder derfor at e n grov støpestruktur er sprø og uønsket. Selv om strukturen kan forbedres under en senere plastisk forming, er en sprø struktur likevel uheldig, fordi det kan oppstå sprekker i den under de første smi- eller valsestikk.

Mikro- og makroseigringer Hensynet til en fin struktur tilsier vanligvis en rask avkjøling gjennom størkningsintervallet, og da kan man ikke unngå at det oppstår krystallseigringer i større eller mindre grad. Man må vanligvis også regne med seigringer i makroskopisk målestokk, som arter seg ved at konsentrasjonen av legeringselementer i de sist størknede områder er forskjellig fra den øvrige del. Makroseigringer, ofte også kalt blokkseigringer, vil i prinsippet alltid opptre i en legering av blandkrystaller når størkningen skrider frem over større, sammenhengende områder. Med en diagramform som vist på fig. 28 er konsentrasjonen av legeringselementet større i en smal sone foran størknefronten enn i krystallene, og når størkningen skrider frem, forlø­ per dette slik at legeringselementet skyves foran fronten. De sentrale områder i blokken blir rikere legert enn yttersonen, og distansene er for store til at forskjel­ len kan utjevnes ved diffusjon. Ikke bare kontrollerte legeringselementer, men også forurensninger seigrer.

138 I mange tilfeller påvirker selv ganske små mengder av legeringselementer egen­ skapene i betydelig grad, f.eks. gjelder dette karbon, svovel og fosfor i jern. På grunn av blokkseigringer oppviser da den sentrale midtsone i en smi- eller valseblokk andre egenskaper enn ytterpartiene. Vanligvis ansees dette som ufordelak­ tig, spesielt ut fra den kjensgjerning at blokkseigringer holder seg under alle senere formingsprosesser som smiing, valsing m.fl. Blokkseigring kan påvises ved makroetsing, se f.eks. fig. 20, der den fremstår som et mørkt parti midt i stålplaten.

Uoppløste og oppløste gasser Fig. 105 viser det prinsipielle forløp av gassløseligheten i et metall, avhengig av temperaturen. Gassene kan stamme fra atmosfæren i smelteovnen eller fra kje­ miske reaksjoner som foregår i smeiten. Når den overhetede smelte avkjøles og størkner, reduseres løseligheten og gasser frigjøres. Så lenge metallet er flytende, kan gassene unnslippe gjennom porøse formvegger, eventuelt gjennom en fri over­ flate. Men når metallet størkner, fanges gassene opp av de fremvoksende dendritter og danner porer. Ofte løper utskilte gasser sammen og danner større kaviteter, såkalte gasshull. Gasshull kan også oppstå som følge av at støpeform og kjerner avgir gasser når de møter det flytende metall, og når gassene ikke kan unnslippe på naturlig måte.

Fig. 105. Gassers løselighet i smelter, prinsipielt forløp.

Ved støping av tekniske metaller skjer avkjølingen raskt, og gassutskillingen blir begrenset av diffusjonshastigheten av vedkommende gass i metallet. De innesper­ rede gassatomer danner da overmettede blandkrystaller med de øvrige elementer i legeringen. De vil kunne interferere med dislokasjonsbevegelsene under plastisk

Bevisst bruk av kontrollert varmebehandling og plastisk deformasjon

139

deformering og føre til sprekker. Som tidligere omtalt bevirker oppløst nitrogen deformasjonselding og blåskjørhet i stål, se side 100. Hydrogen går inn i stålsmelten i atomær form når luftens vanndamp dissosierer, og fremkaller også sprøhet. Skadevirkninger av uoppløste og oppløste gasser kan reduseres ved å avgasse smei­ ten. Ved vakuumstøping skjer både smelting og utstøping i et vakuumkammer. Gode resultater kan ellers oppnåes ved å holde smeiten i et avgassingskammer med lavt trykk en tid like før utstøping, som da foregår ved normalt trykk. Smeiten kan også avgasses ved spyling med en ikke-reagerende gass. Argon kan brukes i alle tilfeller; for messing og aluminium gir klor og nitrogen gode resultater. Inn­ holdet av oppløst oksygen kan reduseres ved å tilsette smeiten deoksydasjonsmidler som har stor affinitet til oksygen og binder det kjemisk. Stål deoksyderes med silisium og aluminium.

Varmsprekker Varmsprekker kan oppstå like før en legering er i ferd med å størkne, når krystal­ lene er omgitt av en tynn film av flytende metall, og når metallet i denne tilstand blir utsatt for strekk som følge av termisk krymping. Tendensen til varmsprekker er særlig utpreget når legeringen inneholder elementer som danner lavtsmeltelige og sprø kjemiske forbindelser, hvilket er tilfelle med svovel i jern. Sprekkene opp­ står i de områder som størkner sist.

Lunker I størkningens første fase dannes det et fast skall mot støpeformen, et skall som omhyller smeiten innenfor. Når så resten av smeiten størkner, reduseres volumet, og innenfor skallet kan det oppstå et eller flere hulrom som kalles lunker. Ofte finner man varmsprekker i ytterkantene av en lunker. Lunkerdannelse kan unngås ved riktig utforming av støpestykket og ved bruk av stigehoder. På fig. 106 (a) er vist hvorledes lunkeren trekkes ut av valseblokken ved å utforme kokillen slik at det største tverrsnitt vender opp. Ellers motvirkes lunkerdannelse når gasser skilles ut av smeiten og danner porer.

Støpespenninger Volumkrymping og ujevn temperatur under avkjøling bevirker at det oppstår indre spenninger, kalt støpespenninger, i støpestykket. Som for alle indre spen­ ninger må områder i strekk balansere mot områder i trykk. Støpespenningene er

140

(a)

Fig. 106. Ved å utforme kokillen med det største tverrsnitt opp (a) holdes øvre del flytende helt til resten av blokken er størknet. Derved unngåes lunkerdannelse som på (b).

uønskede, bl.a. fordi de utløses når arbeidsstykket maskineres, og stykket ”kaster seg”. Spenningene kan videre føre til sprekker hvis støpet under avkjølingen gjen­ nomløper tilstander der det har mangelfull formendringsevne.

VARMEBEHANDLING Ved varmebehandling (gløding) holdes emnematerialet eller arbeidsstykket på en bestemt temperatur i en bestemt tid i den hensikt å oppnå bestemte endringer av egenskapene, oftest slike som er knyttet til strukturen. Oppvarmings- og nedkjøl­ ingsperioden regnes med til varmebehandlingen. Man kan oppnå:

1. Helt eller delvis å oppheve støpespenninger eller andre indre spenninger, f.eks. slike som er oppstått under sveising. Dette er ikke betinget av synbare forandringer i kornstrukturen og kan skje ved forholdsvis lave glødetemperaturer, se side 121. Den påfølgende avkjøling må skje langsomt slik at nye spenninger ikke innføres.

Bevisst bruk av kontrollert varmebehandling og plastisk deformasjon

141

2. I større eller mindre grad å utjevne krystallseigringer i støpestrukturen. Glødetemperaturen må være høy, i nærheten av soli­ dus, og man risikerer at strukturen blir grovere. Blokkseigringer kan ikke utjevnes ved gløding. 3. En ny og finere kornstruktur i al 1 o t rope materia1 e r. Allotrope er slike materialer som gjennomløper en endring av gitterstrukturen i fast tilstand, s. 30. Når det skjer en forandring av gitterstrukturen, bygges samtidig opp en ny kornstruktur. Denne prosess kalles omkrystallisasjon. Noen få tekniske metaller (legeringer) er allotrope, men i praksis kan man bare nyttiggjøre seg en omkrystallisasjon i legeringer der jern er hovedkomponent. Den tilhørende varmebehandlingsprosess kalles normalisering. Regelen er at alt stålstøpegods blir normalisert efter støping ved en temperatur som ligger noe høyere enn omvandlingspunktet A3 , der legeringen går over fra kubisk romsentrert til kubisk flatesen­ trert struktur. I første fase skal avkjølingen være forholdsvis rask for å unngå kornvekst, senere langsommere for å forhindre at det innføres indre spenninger. Man oppnår på denne måte en forholdsvis fin og seig struktur.

Det er viktig å huske at en bedring av kornstrukturen ved varmebehand­ ling alene bare er gjennomførbar for allotrope materialer og i praksis bare for jernmetallene. For alle andre metaller og legeringer er en forandring av korn­ strukturen betinget av en kombinasjon av kaldbearbeiding og varmebehandling.

KALDBEARBEIDING Kaldbearbeiding omfatter alle plastiske formingsprosesser (valsing, trekking, stans­ ing rn.fl.) som foregår under rekrystallisasjonstemperaturen, altså ved så lav temperatur at rekrystallisasjonshastigheten er null i praktisk måle­ stokk. Under bearbeiding fastner materialet, hvilket innebærer at bearbeidings­ graden er begrenset. Sett i forbindelse med en formgivende prosess er derfor fastningen uønsket, men den kan og blir utnyttet til å øke flytegrense og hårdhet i materialet, og dette skjer da i tilslutning til formingen. Eksempelvis kan tynnplater leveres i kaldvalset dvs. hård tilstand.

KALDBEARBEIDING OG VARMEBEHANDLING

Når emnematerialet eller arbeidsstykket varmebehandles efter kaldbearbeiding, opptrer det ved passende valg av glødetemperatur og glødetid avspenning, rekrys-

142

tallisasjon og eventuelt kornvekst. Man vil da oppnå:

1. En ny og spenningsfri kornstruktur for alle metal­ ler og legeringer ved rekrystallisasjon, der alle virkninger av den foregående kaldbearbeiding er opphevet (unntatt sprekker som følge av for langt dreven deformering). 1 de tilfeller der formingen forlanger en større bearbeid­ ingsgrad enn materialet kan tåle uten å sprekke, må den ordnes i passende trinn med en rekrystalliserende gløding mellom trinnene. I den rekrystalliserte struktur er også korrosjonsmotstanden gjenopprettet til nivået før kalddeformering. 2. Reduksjon av indre spenninger. I det ferdig bearbeidede arbeidsstykke kan man være interessert i å beholde den høye flytegrense og hårdhet som er oppnådd ved fastning, men redusere de indre spenninger, eventuelt resistiviteten. Dette oppnåes ved å velge en avspenningsgløding. I forbindelse med rekrystallisasjon kan man risikere:

3. Kornvekst ved uheldig kombinasjon av deformasjonsgrad og glødetemperatur. Kornvekst opptrer vanligvis ved lav deformasjonsgrad og høy glødetemperatur, og kan ikke unngåes når deformasjonsgraden varierer sterkt over ar­ beidsstykket, slik som i en trekkstanset kopp, fig. 107. I den plane del av koppen er deformasjonsgraden null, og den øker til et maksimum langs sylinderflatens øvre kant. Strukturen blir grovkornet i overgangen mellom plan-og sylindrisk del. Nettopp for å unngå kornvekst velger man ofte for jernmaterialenes vedkommende en normalisering i stedet for en rekrystalliserende gløding. Ved normalisering bygges den nye kornstruktur opp som en følge av en faseomvandling, og denne prosess er ikke avhengig av forutgående kalddeformasjon. For bløtt stål er normaliseringstemperaturen 900°C mot 650°C for rekrystallisasjon. Den kritiske deformasjonsgrad, under hvilken materialet ikke rekrystalliserer, dreier seg om 1-5%. Trekker man en tråd av et rent metall gjennom en dyse slik at deformasjonsgraden ligger noe over den kritiske, og lar tråden passere en glødespiral umiddelbart efter trekkdysen, fåes en tråd av lange enkrystaller. Disse kan brukes til vitenskapelige formål, f.eks. til å bestemme flytegrense o.l. uten forstyrrende innflytelse av komgrenser.

VARMBEARBEIDING Varmbearbeiding omfatter alle plastiske formingsprosesser som foregår over rekrystallisasjonstemperaturen. Fastning og andre virkninger av

Bevisst bruk av kontrollert varmebehandling og plastisk deformasjon

143

Fig. 107. I en trekkstanset kopp varierer deformasjonsgraden fra null i bunnen til maksimum i randsonen på den sylindriske del. Kornvekst kan da ikke unngåes.

bearbeidingen vil dermed oppheves i umiddelbar tilslutning til formingen. Varmbearbeiding kan sees som en sum av et stort antall defonnasjonstrinn, og man innret­ ter seg slik at det skjer en fullstendig rekrystallisasjon mellom hvert trinn, altså mel­ lom hvert slag av smihammeren eller hvert valsestikk. Dette kan bare oppnåes ved en temperatur som er meget høyere enn rekrystallisasjonstemperaturen, omtrent ved 0,6-0,7 ganger smeltetemperaturen for rene metaller. Høy glødetemperatur medfører kornvekst, men her blir den som regel uten skadelige følger, siden den grove struktur brytes ned ved neste deformasjons- og rekrystallisasjonstrinn. Man må bare sørge for at varmbearbeidingen avsluttes ved så lav temperatur at kornveksten ikke får praktisk betydning.

Prinsipielt sett er en bearbeiding av tinn, bly, sink og renaluminium ved værelsetemperatur å oppfatte som en varmbearbeiding, siden de alle rekrystalliserer i området 0-50°C. Sammenlignet med kaldbearbeiding og påfølgende varmebehandling kan man opp­

144

nå følgende fordeler ved varmbearbeiding: 1. At kornstrukturen som følge av stadig gjentatt rekrystallisasjon blir spesielt fin med høy flytegrense og duktilitet.

2. At indre hulrom som porer, varmsprekker o. 1. blir sveiset sammen. Dette forutsetter imidlertid helt lukkede hulrom uten oksydbelegg på overflaten.

3. At det mekaniske energiforbruk ved formingen blir minst mulig, som følge av at flytespenningen i metaller faller med økende temperatur. 4. At formingen kan foregå som en sammenhengende prosess, i stedet for av flere bearbeidingstrinn avbrutt av rekrystalliserende gløding, og som samlet krever meget lengre tid. Som mindre fordelaktige trekk ved varmbearbeiding kan det pekes på:

Fig. 108. Båndformet struktur i ulegert stål med 0.2%C. De ferrittiske (lyse) og perlittiske (mørke) områder ordner seg i bånd med lengste dimensjon i valseretning. 180 x (10)

Bevisst bruk av kontrollert varmebehandling og plastisk deformasjon

145

5. At det ved varm valsing kan oppstå en stripe f ormet fordeling av hårde faser i metallet, en såkalt fiberstruktur eller båndstruktur, som fører til at flytegrensen og duktilitet blir retningsavhengige. Karakteristisk i så måte er varmvalsede plater av bløtt stål, hvor strukturen kan oppvise tydelige bånd av ferritt og perlitt, fig. 108. De beste mekaniske egen­ skaper måles når aksen i strekkstaven faller sammen med valseretningen, de dår­ ligste når den står loddrett på valseplanet. 6. At det opptrer et merkbart materialtap ved oksy­ da sj o n, og at overflatefmheten og dimensjonsnøyaktigheten blir dårligere enn den som kan oppnåes med kaldbearbeiding. Plater og tråd fremstilt ved varmbearbeiding blir derfor gjeme kalibrert ved en påfølgende kaldvalsing, henholdsvis kaldtrekking.

MEKANISKE EGENSKAPER OG PRØVING AV DEM ALMINDELIGE BEMERKNINGER Som konstruksjonsmaterialer betegner man materialer til fremstilling av maskiner, transportmidler, bygninger og alle slags bruksgjenstander. Man kan skjelne mellom metalliske materialer, mineralske materialer som sten, betong, glass og organiske materialer som tre, gummi og plast. Konstruksjonsmaterialenes felles karakteris­ tiske egenskap er deres styrke. Med styrke forstår man materialenes evne til å opp­ ta krefter, og denne evne skyldes igjen evnen til å motstå skjærspenninger. Kon­ struksjonsmaterialer er derfor alltid materialer i fast tilstand; gasser og væsker kan ikke permanent oppta skjærspenninger.

Ved siden av styrken er egenskaper som duktilitet, hårdhet m.v. av betydning for materialenes anvendelse som byggestoffer, og man sammenfatter dem alle under begrepet fasthetsegenskaper. Ellers er man interessert i de teknologiske egenskaper som angir materialenes evne til å la seg forme ved prosesser som støping, smiing, trekking m.v. Fasthetsegenskaper og teknologiske egenskaper er begge uttrykk for materialenes reaksjon på ytre krefter og kan gis fellesbetegnelsen mekaniske egen­ skaper. Med fysikalske egenskaper forstår man f.eks. evnen til å lede elektrisitet og varme, evnen til å motstå neutronbestråling m.v., og endelig angir de kjemiske egenskaper evnen til å motstå angrep av kjemisk art som korrosjonsbestandighet og varmebestandighet. Det å velge et riktig materiale i en konstruksjon består i en samvittighetsfull vurdering av hvilke egenskaper som for­ langes i den ferdige konstruksjon, og hvilke egenska­ per som forlanges av materialene under tilvirkning av konstruksjonen. Dette må så sammenholdes med de forskjellige materialers egenskaper. Prisen på materialer og tilvirkning er naturligvis viktige trekk i den samlede vurdering.

Vi har sett i det foregående hvorledes materialenes egenskaper er knyttet til gitterstrukturen med dens forskjellige avvik fra idealtilstanden og til kornstrukturen. Det lar seg imidlertid ikke gjøre å beregne materialegenskapene ut fra kjente strukturdata med tilstrekkelig nøyaktighet, og i prinsippet må alle materialegen-

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

147

skaper fastlegges eksperimentelt. Dette er materialprøvingens oppgave. Noen egenskaper kan oppfattes som rene stoffegenskaper, hvilket vil si at de er uavhengige av prøvestykkenes størrelse og ytre form, og av fremgangsmå­ ten under prøving. Mange fysikalske egenskaper har denne karakteristikk, det gjel­ der f.eks. densitet, elektriske og magnetiske egenskaper og varmeledningsegenskaper.

Imidlertid er ikke forholdene like oversiktlige for fasthetsegenskaper og teknolo­ giske egenskaper. Det viser seg at de kriterier som er utviklet, varierer med stør­ relse og form av prøvestykket, av prøvemetode og av forsøksforholdene forøvrig. Hvis derfor de forskjellige kriterier skal kunne sammenlignes, må prøvingen alltid gjennomføres på samme måte. Det er utarbeidet standarder både for prøvingens utførelse, prøvestykkenes dimensjon og for deres utskjæring av arbeidsstykket, og det er viktig at bestemmelsene overholdes. For den vesentligste del gjennomføres materialprøving idag med små prøvestykker og enkle belastningsformer, f.eks. ren strekk, rent trykk, ren skjær, idet prøving av ferdige konstruksjonsdeler faller for kostbar. De fasthetstall som fremkommer på denne måte, angir naturligvis bare materialegenskapene for disse små prøvestykker under disse enkle prøvebetingelser. 1 virkelighetens konstruksjoner er belastningsforholdene alltid meget mer kompliserte. Kriteriene som fremkommer ved materi­ alprøving, må derfor omregnes til de virkelige forhold. Dessverre lar dette seg bare sjelden gjennomføre. Når man likevel finner å kunne bruke resultatene av materi­ alprøving, er det fordi man gjennom lang erfaring har lært at bestemte prøvekriterier må være oppfylt for at konstruksjonene skal funksjonere tilfredsstillende. Det er imidlertid på sin plass å presisere at når en konstruktør finner det nødvendig å avvike i vesentlig grad fra tidligere kjente konstruksjoner og/eller materialer, blir slike erfaringer av begrenset verdi.

Et typisk eksempel var overgangen fra klinkede til sveiste skip under siste verdens­ krig. Noen av disse skip fikk alvorlige sprekker i dekk og skrog. Man vet nu at feilene kan føres tilbake til sveising som forbindelsesmetode som inntil da hadde vært lite brukt i skip. Sveising krever egenskaper i stålplatene som ikke er nødven­ dige ved klinking, egenskaper man følgelig ikke tidligere hadde utviklet prøver for. Man må også vente at lignende forhold vil melde seg når man idag bygger meget større skip enn tidligere og av materialer med høyere styrke. I enda større grad vil det gjelde bore- og produksjonsplattformer off-shore, raketter, satellitter og rom­ skip.

148

Et stort antall forskere i alle land er idag opptatt av å utvikle prøvemetoder som på en sikrere måte skal kunne uttrykke materialstyrken i den ferdige konstruksjon. Den mest radikale fremgangsmåte er å prøve en kopi av den ferdige konstruksjon eller av enkelte høyt belastede elementer i konstruksjonen. Dette har også ført til utvikling av universelle prøvemaskiner for meget høye belastninger og til prøvelaboratorier av formidable dimensjoner. Konstruksjonsprøving er naturligvis en meget kostbar form for materialprøving. I materialprøvingen skjelner man mellom prøving av fasthetsegenskaper, teknolo­ giske egenskaper, fysikalske egenskaper og kjemiske egenskaper, selv om de ulike grupper naturligvis glir over i hverandre. De fire prøvegrupper kan oppdeles videre. Oppdelingen nedenfor omfatter de i metallteknikken mest brukte metoder, men bare noen av dem blir nærmere diskutert i de følgende avsnitt. For spesialstudier på området henvises til ”Utvalg av Norsk Standard, del 1, 1978” og ASTM Stan­ dards, Part 10, 1980.

Prøving av fasthetsegenskaper strekkprøving trykkprøving bøyeprøving hårdhetsprøving utmatningsprøving sigeprøving slagstrekk- og slagtrykkprøving slagbøyeprøving, inkl, skårslagprøving bruddmekanisk prøving

Slitasjeprøving Prøving av teknologiske egenskaper Ikke destruktiv prøving røntgen- og gammaprøving ultralydprøving magnetisk prøving tetthetsprøving akustisk emisjon Prøving av korrosjonsmotstand

STREKKPRØVING Uten sammenligning er dette den mest brukte prøvemetode for metalliske mate­ rialer. Prinsippet er at man strekker en prøvestav av bestemte dimensjoner til brudd og måler kraft og forlengelse under prøveforløpet. Strekkingen foregår i en prøvemaskin, som oftest med hydraulisk drift og med så små aksellerasjoner at man kan neglisjere treghetskrefter. Forlengelsen er å oppfatte som den uavhengig variable. Maskinen innstilles slik at den løper med en bestemt hastighet og forår­ saker en tilsvarende tøyningshastighet av staven. Strekk-kraften er den avhengig variable som avleses under forsøket. Fig. 109 viser en universalprøvemaskin som er konstruert for både strekkprøving, trykkprøving og bøyeprøving.

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

149

1. overlastbryter 2. motvekt, overføringsarm og målestang 3. målestempel 4. pendelvekt 5. avlastningsventil 6. oljebeholder 7. motor 8. kraftskala med hovedog slepeviser 9. utstyr for diagramtegning 10. metallsnor for overføring av forlengelsen 11. innspenningsarm

12. 13. 14. 14. 16. 17. 18. 19. 20.

hurtigstyreventil konstant-kraft ventil fininnstillingsventil Bosch-pumpe overløpsledning måleledning trykkledning omstillingsarm for dobbeltstempel sylinder og dobbeltstempel, beskyttet av lærbelg

21. prøverom for trykk-, bøye-, folde- og skjærforsøk 22. hovedanviser med nonius 23. nedre og øvre innspenningshode med utskiftbare bakker for strekkforsøk 24. trykk-knapp bryter for hurtig-innstilling av nedre innspennningshode 25. gjengespindel beskyttet av lærbelg 26. elektrisk hurtiginnstilling av nedre innspenningshode

Fig. 109. 200 MN universalprøvemaskin.

150

Betegnelser og definisjoner Avsetter man strekk-kraften F som funksjon av distansen innspenningsbakkene beveger seg, fåes diagrammet på fig. 110. Ordinaten graderes som spenning i MPa.

Fig. 110. (a) Tøyning-spenningsdiagram med flytegrense R^, strekkfasthet Rjn , bruddspenning Rf og bruddforlengelse A. (b) Proporsjonalitetsgrensen Ra og elastisitetsgrensen Rb er høyeste verdi ved hvilken spenningen er proporsjonal med tøyningen, henholdsvis høyeste spenning for elastisk strekk.

hvor So er tverrsnittsarealet av staven ved forsøkets begynnelse. Abscissen grade­ res som tøyning i prosent

e =

. 100 = • 100 Lo Lo der L er prøvestavens målelengde under belastning og Lo den opprinnelige målelengde, fig. 111. (NS 10 100-73 bruker betegnelsen tøyning om relativ forlengelse målt på belastet stav, og forlengelse om relativ forlengelse på ubelastet stav.) Ut fra tøyning-spenningsdiagrammet defineres følgende størrelser:

Flytegrense R = Re = Fe/S0 (amerikansk: yield strength, tysk: Streckgrenze). Flytegrensen angir den nominelle spenning (nominell fordi den baserer seg på stavens opprinnelige tverrsnitt So) ved hvilken glidning mellom atomplan med

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

151

Fig. 111. Prøvestav for strekkprøving med symboler ifølge NS 10100-1973.

høyeste skjærspenning setter inn. Som forklart på s. 96 mener man ikke her den lokale glidning som kan opptre innenfor enkelte korn ved ganske lav spenning, men en glidning som forplanter seg fra kom til korn og som derved rammer et større volum i staven: materialet flyter. For noen materialer, deriblant bløtt stål, fremtrer flytegrensen som et sprang i helningen av tøyning-spenningskurven og lar seg da lett bestemme, se fig. 112. De fleste materialer viser imidlertid et dia­ gram som på fig. 110 (a). Ifølge konvensjon er da flytegrensen den nominelle spenning som gir en endelig forlengelse efter avlastning lik 0,2%, eller en annen liten verdi som skal være oppgitt. Flytegrensen definert på denne måte kalles ofte den konvensjonelle flytegrense eller 0,2 grensen (amerikansk: yield strength, 0,2% offset, tysk: 0,2-Dehngrenze) og angis som Rpo,2 e^er i almindelighet Rpx-

Fig. 112. Tøyning-spenningsdiagram for bløtt stål med markert flytegrense Re.

Strekkfasthet R = Rm = Fm/S0 (amerikansk: tensile strength, tysk: Zugfestigkeit). Strekkfastheten er den nominelle spenning ved maksimal last og lar seg uten vide­ re bestemme. Proporsjonalitetsgrensen R = Ra og elastisitetsgrensen R = Rb angir henholdsvis høyeste spenning ved hvilken spenningen er proporsjonal med tøyningen og høy-

152

este spenning for elastisk strekk. Dette er illustrert på fig. 110 (b). Elastisitetsgrensen ligger alltid lavere enn flytegrensen og proporsjonalitetsgrensen lavere enn elastisitetsgrensen. Begge spenninger er vanskelige å bestemme og brukes bare ved undersøkelser av forskningsmessig karakter.

Bruddforlengelse eller riktigere relativ brudd forlengelse A = (Lu - Lo)/Lo • 100% (amerikansk: elongation, tysk: Bruchdehnung). Lu er målelengden efter brudd og avlastning, og bruddforlengelsen lar seg bestemme ved lengdemåling alene. Bruddkontraksjon Z = (So - Su)/S0 • 100% (amerikansk: reduction of area, tysk: Brucheinschnurung). Su er det minste tverrsnittsareal av staven efter brudd, og som bruddforlengelsen kan bruddkontraksjonen bestemmes ved lengdemåling. Elastisitetsmodulen E = dR/de (amerikansk: Young’s modulus, tysk: Elastisitåtsmodul) er helningen på det rette stykke av tøyning-spenningskurven for spenningsverdier under proporsjonalitetsgrensen. Den er en fysikalsk konstant som bare er avhengig av legeringens sammensetning og ikke av dens struktur, og hører ikke til de kriterier som vanligvis bestemmes ved materialprøving.

Nærmere beskrivelse av prøveforløpet For spenninger R mellom 0 og proporsjonalitetsgren­ sen Ra forløper kurven rettlinjet med helning E. Ved avlastning fåes samme forløp som ved belastning. Materialet sies å være ideal-elastisk. Denne tilstand er karakterisert ved at kreftene mellom atomene, fig. 8, følger den samme kurve ved belastning og avlastning. Forlengelsen er alltid forbundet med en viss tverrkontraksjon p, som for metaller er ca. 0,3 ganger tøyningen. Elastisk strekking med­ fører derfor en relativ volumøkning ^ = (1 4- e) (1 - ep)I2 - 1

som er større enn 0 når p er mindre enn 0,5. Proporsjonalitetsgrensen er vanskelig å måle, og man vet i virkeligheten lite om hvor den ligger for de forskjellige mate­ rialer. Plastene kan i det hele tatt ikke oppvise en ideal-elastisk tilstand; proporsjo­ nalitetsgrensen er altså 0.

I området mellom proporsjonalitetsgrensen Raog elas­ tisitetsgrensen R^ er staven fortsatt elastisk i den forstand at den går til­ bake til sin opprinnelige lengde ved avlastning. Men avlastningskurven ligger lavere enn belastningskurven.

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

153

Det er mange årsaker til dette fenomen som med et felles navn betegnes anelastisitet. Når et materiale strekkes, løper en rekke delprosesser fra en tilstand til en annen, og tiden inntil ny likevekt har innstilt seg, relaksasjonstiden, er en karakteristisk størrelse for vedkommende delprosess. Av relevante delprosesser i vårt tilfelle er: forandring av atomenes svingningstilstand, forplantning av spenningsbølgen gjennom strekkstaven, atomdiffusjon, gjensidig påvirkning av disloka­ sjoner m.fl. Det sees av fig. 113 at tiden for gjennomføring av et strekkforsøk er vesentlig lengre enn relaksasjonstiden for de to første delprosesser, og at disse der­ for er i likevekt under hele forsøket. Hvis atomdiffusjon er en mulig delprosess, er forholdet anderledes. Når karbon er i oppløsning i a-jern, plasserer C atomene seg mellom Fe atomene som vist på fig. 172, og er i gjennomsnitt likt fordelt i alle 3 akseretninger. Men når materialet strekkes, går C atomene fortrinnsvis dit hvor av­ standen mellom Fe atomene er størst. Imidlertid er prosessen diffusjonsavhengig og ikke i likevekt under strekkforsøket. For en tøyningsøkning lik Ae stiger der­ for spenningen først raskt, og siden langsommere efter hvert som C atomene rek­ ker å diffundere inn i de prefererte posisjoner. Når tøyningen reduseres og avstan­ den mellom Fe atomene også blir mindre, faller først spenningen raskt og så lang­ sommere når C atomene diffunderer ut igjen. I tøyning-spenningsdiagrammet, fig. 110 (b), virker dette slik at spenningslinjene gjennomløper en hysteresesløyfe. Mange andre atomære delprosesser er av lignende karakter. Den samlede virkning på tøyning-spenningskurven er imidlertid liten i metaller, og kan vanligvis negli­ sjeres.

Fig. 113. Skjematisk illustrasjon av noen relaksasjonsprosesser i elastisk strukket materiale. Tiden for gjennomføring av et strekkforsøk er avmerket for sammenligning.

154

Anelastisk oppførsel er derimot av betydning i konstruksjoner som er utsatt for vibrasjoner, f.eks. i fly. Hysteresesløyfen representerer en energiabsorbsjon som demper svingningsamplituden og er fordelaktig. Bare i få anvendelser er man inter­ essert i en lav dempningskapasitet, f.eks. i kirkeklokker. Over elastisitetsgrensen R5 opptrer lokal plastisk deformasjon ved atomplanglidning, og over flytegrensen Re forplanter glidningen seg til større om­ råder av staven: materialet flyter. I fasthetslæren er det almindelig å regne at materialet er elastisk helt opp til flytegrensen slik at Hooks lov gjelder for hele området.

Øvre og nedre flytegrense 1%h o g Ret (amerikansk: upper and lower yield strength, tysk: obere und untere Streckgrenze). Bløtt stål viser et forløp under flytning som er forskjellig fra andre materialer, fig. 1 14 (a). Materialet begynner å flyte ved spenningen Re^, °g spenningen synker så til Rep. Her holder den seg konstant med små svingninger, mens forlengelsen sti­ ger 2 til 5%, og øker så igjen. Man kan observere at flyteforløpet begynner i en eller flere av hulkilene hvor spenningen er størst, og at flytefronten, kalt Liiders bånd, vandrer langs staven til hele lengden har flytt, fig. 115. Øvre flytegrense ReH svarer til den nødvendige spenning for å løsrive dislokasjoner fra C og N at­ mosfærer, se side 101. Så snart dette er skjedd, genereres nye bevegelige disloka­ sjoner, slik at flytningen kan fortsette ved en lavere spenning Rep. En Liiders front danner en grenseflate mellom den del av strekkstaven som har flytt, og hvor dislokasjonstettheten er stor, og den del hvor alle dislokasjoner er fastlåst. Fron­ ten forplanter seg ved nedre flytegrense fordi dislokasjoner ”vokser inn” i det udeformerte område og genererer nye, aktive dislokasjoner. Av forskjellige grunner er det vanskelig å få reproduserbare verdier for øvre flyte­ grense, og det er derfor R^ som vanligvis blir målt og oppgitt.

Flyteforløp ved forplantning av Liiders bånd har betydning for plateforming av bløtt stål, f.eks. av biltak og bilskjermer. Liiders bånd, i denne forbindelse ofte kalt stretcher strain, bevirker en ujevn deformasjonsgrad over de områder som er utsatt for strekk, slik at produktet får en nuppet og lite eftertraktet ”appelsinhud”. Man unngår dette ved å gi platene en lett kaldvalsing på 1-2%. Dette kalles tempervalsing og genererer en jevnt fordelt dislokasjonsøkning i platen. Form­ ingen må gjennomføres før diffusjonsmekanismen får tid til å virke og låse de ny­ dannede dislokasjoner.

155

spenning

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

(a)

(b)

Hg. 114. (a) Øvre RgH og nedre flytegrense RcL i bløtt stål, (b) I de fleste metaller og leger­ inger er tøyning-spenningskurven uten sprang.

Fig. 115. Forplantning av Liiders bånd i en strekkstav.

156 I konstruksjoner av bløtt stål som broer, skip m.fl. regnes fastlåste dislokasjoner som en fordel fordi de hever flytegrensen og gjør materialet nær idealelastisk helt opp til grensen. Området flytegrense Re til s t r e k k f a s t h e t Rm. Staven for­ lenges jevnt over målelengden, og samtidig skjer det en mekanisk styrking (fastning, tøyningsstyrking) slik at strekk-kraften stiger. Som omtalt på s.108, skyldes dette at plastisk deformasjon bevirker en multiplikasjon av dislokasjonslengden på opp til 10 000 ganger, og i det uryddige nettverk som da oppstår, kolliderer dislokasjoner og hindrer gjensidig hverandres bevegelser. Når prøvemaskinen rever­ seres, følger spenningen omtrent en rett linje med helning E, altså en linje parallell med linjestykket 0 - Ra. Det forhold at elastisitetsmodulen i det store og hele blir upåvirket av plastisk deformasjon, forståes lett når man husker at modulen gjenspeiler krafttilstanden mellom atomene når de er i normal avstand fra hver­ andre. Ved plastisk deformasjon glir atomplan på atomplan slik at atomene skif­ ter naboer, men deres innbyrdes plassering i gitteret er den samme efter som før glidning. Forlenges så staven igjen, følger spenningen den samme linje bortsett fra et lite avvik øverst, fig. 110 (a). Denne uregelmessighet har følgende forklar­ ing: Før avlastning er materialet sterkt deformert med opphopning av dislokasjonsvaser langs korngrenser og andre steder. Man antar nå at noen av de fastlåste dislokasjoner løser seg opp ved avlastning og kan beveges når strekklasten legges på. Det finnes altså et større antall aktive dislokasjoner i materialet under pålastning; følgelig blir også tøyningen ved samme spenning større. Området strekkfasthet Rm til brudd. I hele spenningsområdet 0 til Rm fordeler tøyningen seg jevnt over målelengden av staven. Vi ser da bort fra de spesielle forhold omkring forplantning av Liiders bånd. Ved fortsatt strekk­ ing vil imidlertid bare et kort stykke av staven ta del i tøyningen. Samtidig inn­ snevres tverrsnittet på dette sted, og lasten faller inntil brudd inntrer ved Rp. Man ser dette på fig. 116, som viser fordelingen av tøyningen over staven like før kontraksjon setter inn og efter brudd. På et relativt kort stykke omkring brudd­ stedet er det målt en tøyning som er nesten fire ganger verdien på de øvrige deler av staven. Bruddforlengelsen A = (Lu - Lo )/L0 • 100 er altså en midlere forlengelse og derfor et mangelfullt uttrykk for mate­ rialets duktilitet omkring bruddstedet.

Kontraksjonen kan oppfattes som en plastisk ustabilitet: Hvis det under strekking av en eller annen grunn opptrer en liten tverrsnittsreduksjon, øker spenningen lokalt på dette sted. Tøyningen øker også, og dermed fastningen. Er fastnings-

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

157

Fig. 116. Tøyningsfordeling langs strekkstaven før kontraksjon og efter brudd.

gradienten dR/de større enn tverrsnittsreduksjonen -dS/de, øker bæreevnen av det reduserte tverrsnitt, og tøyningen flytter seg til et annet sted på staven. Dette er forholdene før maksimal last. Ved økende tøyning reduseres dR/de, og ved over­ skridelse av en bestemt verdi em er -dS/de større enn dR/de. Forholdene blir da ustabile, slik at all videre tøyning konsentreres om et lite område.

Provestavens dimensjoner Strekkprøving forutsetter et jevnt, enakset strekk over hele stavtverrsnittet og over hele stavens målelengde. For runde staver regnes denne betingelse oppfylt når forsøkslengden ~ Lo + 2d0

hvor Lo er målelengden og d0 er diameteren av prøvestaven. Videre forlanges en vel avrundet overgang mellom hode og prøveparti, fig. 111. Det fremgikk i forrige avsnitt at forlengelsen målt efter brudd fordeler seg ujevnt over målelengden med største verdi på et stykke omkring bruddstedet. Lengden

158

av dette stykke viser seg å være proporsjonal med stavdiameteren. For at brudd­ forlengelsen skal kunne sammenlignes for forskjellige stavdiametre, må man der­ for kreve at målelengden er proporsjonal med diameteren. I Europa benyttes normalt to stavtyper: den lange normalstav med Lo = 10 d0 den korte normalstav med Lo = 5 d0 med en preferanse for den korte stav.

og

Tilsvarende er lengden av staver med rektangulært tverrsnitt:

Lo = 10-yp^ = 11,3'V^ Lo =5

= 5,65 -VS?

hvor So er tverrsnittsarealet.

Den lange og korte normalstav gir samme flytegrense og strekkfasthet. Men av grunner som er omtalt, måles størst bruddforlengelse i den lille stav. Det må der­ for alltid angis hvilken stav som er benyttet. Ved siden av de omtalte staver finnes andre som benyttes for spesielle materialer og i spesielle tilfeller. Det henvises til gjeldende standarder, f.eks. ISO/DIS 821972, ISO/DR 2566, DIN 17100, ASTM E 8-69, ASTM A 370-75.

Bruddforlengelsen A Stavens tøyning kan måles på prøvemaskinens innspenningsbakker under forsøket, og alle maskiner er utstyrt for dette formål. Man må da korrigere for forlengelse av stavens nakke og hode og eventuell koblingssvikt mellom bakker og hode. Resul­ tatet blir mer nøyaktig når størrelsen måles med et ekstensometer som er fastspent på staven over målelengden. Bruddforlengelsen A refererer til avlastet stav. Målelengden Lo avmerkes på staven før prøvingen med to riss. Efter strekking taes de to bruddstykker ut av maskinen og legges sammen så omsorgsfullt som mulig, og Lu utmåles mellom rissene.

A10 hhv. A5 =

• 100% Lo hvor indeksene 10 og 5 henviser til lang og kort normalstav.

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

159

Strekkhastigheten Strekkhastigheten influerer på flytegrensen slik at verdien øker med hastigheten, og særlig gjelder dette øvre flytegrense. Strekkfastheten er mindre avhengig. Un­ der en viss grense er hastigheten av liten betydning, og prøvestandardene innehol­ der bestemmelser som sikrer at grensen ikke overskrides. For måling av flytegren­ sen skal strekkhastigheten ikke overskride 0,15 • Lc pr. min. I det plastiske om­ råde kan en økning opp til 0,4 • Lc pr. min. tillates.

FLYTEKURVE

I det foregående har vi definert spenning som strekk-kraft dividert med det opp­ rinnelige tverrsnittsareal og tøyning som forlengelse dividert med den opprinnelige målelengde. Disse størrelser betegnes nominell eller konvensjonell spenning og tøyning.

Sann spenning i tverrsnittet

a=—

S der S er tverrsnittsarealet når lasten er F.

(39)

Ved plastisk tøyning er volumet konstant idet vi kan se bort fra elastisk volumøk­ ning. Er Lo og L målelengdene på prøvestaven før og under strekking, med til­ svarende tverrsnittsarealer So og S, gjelder så lenge det er jevn tøyning:

So-Lo = S-L o = — - F • L _ R( i -p e) S So-Lo hvor R og e er henholdsvis konvensjonell spenning og tøyning.

(40)

Forskjellen mellom nominell og sann spenning er neglisjerbar i det elastiske om­ råde, men blir merkbar når flytning setter inn. Konvensjonelle og sanne tøyningsverdier er også nær like i det elastiske område. For en forlengelse AL = L - Lo er sann tøyning: L

e = f ~ = In p Lo

(41)

Lq

Konvensjonell tøyning e =

Lo Lo

slik at sann tøyning kan skrives: e = In L - In Lo = ln(L0( 1 + e) ) - In Lo = ln( 1 + e)

(42)

160 Vi ser avviket mellom de to tøyningsverdier av følgende tabell: e%= 10 20 30 40 e% = 10 18 26 34

Ligningene (40) o g (42) er bare gyldige forjevnt fordelt tøyning. Når lastmaksimum er passert og kontraksjon begynner, gjelder for et lite prisme S ’lpå kontraksjonstedet, fig. 117: So • lo = S • 1

Sann tøyning av det samme element er: v

6 = In ylo og ved substitusjon: e = In y- = In

(43)

Sann tøyning på kontraksjonstedet, eventuelt bruddstedet, kan altså bestemmes ved å måle tverrsnittet. Det sees ellers at ligning (43) gjelder i hele det plastiske område, både før og efter kontraksjon. Sann tøyning omkring bruddstedet er et uttrykk for den maksimale deformasjons­ grad et materiale kan tåle uten at sammenhengen ødelegges, og størrelsen har der­ for stor interesse i forbindelse med plastiske tilvirkningsmetoder.

før kontraksjon

etter kontraksjon

Fig. 117. Ved plastisk tøyning er volumet konstant, og i den kontraherte sone gjelder at So-fo =S-L

Mekaniske egenskaper og prøving av dem 161

Fig. 118. Tøyning-spenningsdiagram for bløtt stål. Både nominelle og sanne størrelser er inn­ tegnet.

Kurven sann tøyning - sann spenning betegnes flytekurve og er vist på fig. 118 for bløtt stål. Til sammenligning er også forløpet vist for konvensjonelle størrelser. For det første sees at sann spenning ved maksimal-last og ved brudd er henholdsvis høyere og meget høyere enn konvensjonelle verdier. Den mest iøynefallende for­ skjell er imidlertid at sann forlengelse på bruddstedet er meget større enn konven­ sjonell bruddforlengelse, og at den er uavhengig av forholdet Lo/So. Kort og lang normalstav gir derfor samme verdier. Et videre interessant trekk er at kurveforløpet er det samme for trykk- og strekkbelastning, også i mot­ setning til forløpet for konvensjonelle størrelser.

Det har vist seg at flytekurven mellom flytegrense og maksimal last, altså forløpet ved jevn plastisk forlengelse, kan representeres ganske godt av funksjonen ø = ken (44) med k og n som materialkonstanter, fig. 119. Stykket mellom maksimal last og brudd er en rett linje som danner tangent til kurven i punktet for maksimal last.

162

Fig. 119. Sann tøyning og sann spenning i en strekkstav. Spenningen øker efter funksjonen o = ken inntil maksimal last, derefter proporsjonalt med tøyningen inntil brudd.

Ved maksimal last og begynnende kontraksjon gjelder, fig. 110:

dR = d(£) = d(^S-) = J-(cdS + Sdo) = 0

(45)

ndS + Sdu = 0 Videre for et kort stykke av staven J:

S-/1 = S0I0 Sdl + ldS = 0 som innsatt i (45) foran gir:

(46)

o = Xdn = dl de

Plastisk instabilitet, dvs. kontraksjon inntrer altså når hel­ ningen på e-o kurven er lik o i vedkommende kurvepunkt.

Deriveres ligning (44) for jevn plastisk tøyning , fåes: d»=knen’’ de

(47)

Mekaniske egenskaper og prøving av dem 163 Ved maksimal last gjelder ifølge ligning (46):

4° = o de kne11-1 = o = ken n = e

(48)

Sann tøyning når kontraksjon setter inn, er altså lik eksponenten n i ligning 44. Ved prosesser som dyptrekking og strekkfonning kan formingen ikke drives lenger enn til begynnende kontraksjon, n angir da den kritiske tøyning som ikke må overskrides.

KRITISK BRUK AV STREKKPRØVINGSDATA

La oss igjen presisere at man ved strekkprøving prøver et materiale av en bestemt form og størrelse under ren strekkbelastning og i løpet av et ganske kort tidsrom, og at de kriterier som utledes, ikke uten videre har gyldighet ved andre forhold. Skal de kunne brukes ved beregning og materialvalg av praktiske konstruksjoner, må man på annen måte, ved erfaring eller forskning, ha sikret seg at dette er til­ latt. La oss i det følgende se litt på de faktorer som må vurderes. Belastningshastigheten En strekkprøving gjennomføres i løpet av 1-2 min., og tøyningen pr. tidsenhet ved flytelast maksimeres til 15% pr. min. Dette kan være en representativ størrelse for mange praktiske konstruksjoner, og flytegrense og strekkfasthet forandres ikke meget ved lavere hastigheter. Men forholdene blir anderledes ved meget store tøyningshastigheter. Spenningen ved flytning kan da stige til 3 ganger normalver­ dien. Materialet mister også evnen til plastisk deformasjon og sprekker omkring tverrsnittsforandringer. Slike belastningsforhold kan opptre ved slagartet last og forøvrig i bunnen av skarpe skår. Belastningshastigheten må ikke nødvendigvis være stor; det er tøyningshastigheten i bunnen av skåret som er avgjørende, og den blir stor når skåret er skarpt. I disse tilfeller gir ikke strekkprøven tilstrekkelige opplysninger, og den må kompletteres med andre prøver, se avsnitt om sprøbruddprøving. Temperaturen Når flytegrensen måles, fastholdes lasten i få sekunder, mens det i praktiske an­ vendelser forutsettes at materialstyrken skal opprettholdes i måneder og år. Gjennomgående regner man at tøyningen ved flytespenning forblir uforandret

164 over en hvilken som helst belastningstid, så lenge driftstemperaturen holdes under en grense som både er avhengig av materialets smeltetemperatur og struktur. Den­ ne grense dreier seg om 300-400°C for ulegert stål, 400-500°C for austenittisk rustfritt stål og 100°C for teknisk ren aluminium.

Når driftstemperaturen blir høyere, eventuelt når den blir høy nok til å tillate re­ krystallisasjon, må konstruksjonen beregnes på grunnlag av data fra sigeprøving. Slik prøving er behandlet i eget avsnitt.

Tverrsnittsareal Prøver man et stålprofil f.eks. et H eller I profil i en konstruksjonsprøvemaskin, viser det omtrent samme nominelle flytegrense og strekkfasthet som avleses ved normert strekkprøving. Prøveverdiene er altså uten videre anvendbare. Bruddforlengelsen blir imidlertid mindre, og særlig er nedgangen merkbar i plateprøver. Når en bred plate strekkes, må tverrsnittsreduksjonen hovedsakelig skje i retning av platetykkelsen. Sammenlignet med en normert strekkstav med nær kvadratisk tverrsnitt, og hvor reduksjonen kan skje i begge akseretninger, blir derfor bruddforlengelsen mindre. Dette gjelder både den jevnt fordelte forlengelse og forleng­ elsen omkring bruddstedet. Man gjør den samme erfaring når brudd oppstår i praktiske konstruksjoner, og det er en illusjon å tro at tøyningen som går forut for et brudd er noe i nærheten av bruddforlengelsen i en strekkstav av samme materiale.

Flerakset spenningstilstand Strekkprøving gjennomføres med enakset strekk. Denne enkle tilstand forekom­ mer sjelden i praksis. Hvis man forutsetter elastiske forhold, kan man imidlertid ved hjelp av Tresca kriteriet regne ut en ekvivalentspenning oQ og kreve at den skal være mindre enn flytegrensen. Det finnes ingen fremgangsmåte for omreg­ ning av brudd forlengelse eller kontraksjon. Hvis de tre hovednormalspenninger og er Uke store, er alle skjærspen­ ninger 0, og det kan ikke skje noen plastisk deformasjon. Denne er betinget av glidning mellom atomplan, og ingen glidning kan skje uten skjærspenninger. Brudd skjer da ved direkte separasjon av atomplan. Ved denne spenningstil­ stand er altså bruddforlengelsen langs hver av de tre strekkretninger null uansett om materialet viser høy bruddforlengelse ved strekkprøving. Tilstanden er fryktet av konstruktøren.

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

165

I praktiske konstruksjoner oppstår det fleraksial spenningstilstand omkring tverrsnittsforandringer selv om belastningen langt fra overgangen er enakset. Som ek­ sempel kan nevnes lukehjømer på skipsdekk og vindusåpninger i fly. Det samme skjer omkring en sveisefeil eller en sprekk. I almindelighet er forholdene for kom­ pliserte til at spenningene kan beregnes, og da lar det seg ikke gjøre å benytte en ekvivalentspenning som nevnt foran. Forholdene kompliseres ytterligere ved at man også må regne med indre spenninger som følge av sveising, og at evnen til plastisk deformasjon faller med fallende temperatur. For en konstruktør er det ikke mulig å gardere seg mot at feil skal oppstå i slike tilfeller hvis han bare base­ rer seg på materialkriterier som er utledet ved strekkprøving. Skårslagprøving og bruddmekaniske prøver må brukes i tillegg. Svingende og vekslende spenning Hvis strekkstaven belastes til en spenning under proporsjonalitetsgrensen og av­ lastes, følger avlastningskurven det samme forløp som belastningskurven, hvilket må tolkes dithen at materialet er nøyaktig det samme efter en belastningssyklus som før, og følgelig også efter et stort antall sykler. Ved belastning opp til og over flytegrensen og påfølgende avlastning skjer det en forandring i materialet, og man antar at forandringen er skadelig, selv om ikke skaden er merkbar ved et lite antall sykler. Imidlertid akkumuleres virkningen, og den praktiske konsekvens av slik svingende belastning over en viss spenning er sprekker og senere brudd. For veks­ lende belastning der syklusen omfatter strekk og trykk, er virkningen enda større. Under slike forhold gir hverken flytegrense eller strekkfasthet noe sikkert grunn­ lag for beregning av styrken i konstruksjonen, og utmatningsprøver må benyttes.

La oss så kort diskutere den praktiske verdi av de tre kriterier flytegrense, strekk­ fasthet og bruddforlengelse. Flytegrensen angir minimal spenning for begynnende plastisk tøyning. En tøyning fører til forandring av geometrien i en konstruksjon og kan vanligvis ikke aksepteres. Med de begrensninger som nettopp er diskutert, danner derfor flytegrensen grunnlag for beregning av konstruksjonens dimensjoner, idet den tillatte spenning settes som en viss del av flytegrensen, vanligvis omkring to tredjedeler. Ved sammenlig­ ning av ulike materialer skjer denne primært som en sammenligning mellom flyte­ grensene. Strekkfastheten går ikke direkte inn i noe beregningsgrunnlag. Den har imidlertid interesse for

166 ingeniøren fordi den kan gi ham visse opplysninger om materialsammensetning og fremstillingsprosess som flytegrensen ikke gir. Produktet av strekkfasthet og bruddforlengelse er et uttrykk for materialets evne til arbeidsopptakelse før brudd inntrer, og har betydning for det såkalte ”fail safe” konstruksjonsprinsipp. Ideen er at man ved et uhell som fører til overbelastning, må unngå brudd. Det må da kreves at en unormal kraftimpuls kan opptaes av konstruksjonsdelen som plastisk deformasjonsarbeid, se s. 77. Videre kan strekkfastheten oppfattes som en tekno­ logisk egenskap av betydning for formende prosesser. Vanligvis medfører disse en utstrakt grad av plastisk deformasjon og tilhørende fastning. Differansen mellom strekkfasthet og flytegrense er et uttrykk for fastningsgraden, som igjen er bestem­ mende for verktøyslitasje, nødvendige formgivende krefter m.v. De formende pro­ sesser foregår imidlertid under helt andre betingelser enn strekkprøving, og strekk­ fastheten kan derfor bare benyttes ved sammenligning, ikke ved beregning. Bruddforlengelsen er et uttrykk for materialets evne til å la seg deformere plastisk, en evne som gene­ relt betegnes duktilitet. Størrelsen går ikke inn i noe beregningsgrunnlag. Likevel er bruddforlengelsen en vesentlig størrelse til å vurdere en konstruksjons evne til å oppta mekaniske krefter. Dette kommer av at alle materialer inneholder større eller mindre feil som porer, slagginneslutninger, sprekker i sveiseforbindelser, riper i overflaten osv. Disse forårsaker en lokal spenningsøkning som i tilfellet vist på fig. 120 er: amax = a[l + 2yj] (49)

Fig. 120. Spenningskonsentrasjon i bunnen av et skår.

Det sees at sprekklignende feil med liten krumningsradius p i bunnen av feilen kan gi meget store maksimalspenninger, med brudd til følge. Men i et duktilt materiale utjevnes spenningsspissen ved lokal flytning, og en mindre materialfeil får ingen

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

167

skadelig virkning. Vi regner nå at bruddforlengelsen, som er et uttrykk for duktiliteten ved en enkel enaksial strekkbelastning, til en viss grad også angir duktiliteten ved mer kompliserte spenningstilstander som omkring et skarpt skår. For stål har man likevel funnet å måtte supplere bruddforlengelsen med kriterier fra prøvesta­ ver utstyrt med skår, som skårslagprøver og bruddmekaniske prøver. De behandles i et senere avsnitt.

Bruddforlengelsen avspeiler også materialets evne til å la seg forme ved slike tek­ nologiske prosesser som kaldsmiing, dyptrekking og trekking. I denne forbindelse er imidlertid kontraksjon og sann bruddforlengelse regnet som bedre kriterier, siden de angir maksimal tøyning omkring bruddstedet. TRYKKPRØVING

I praksis har trykkprøving sin berettigelse først og fremst for prøving av sprø mateialer som sten, betong, glass og tre. Trykkprøving brukes også for prøving av metal­ liske materialer som støpejern og lagermetaller med begrenset duktilitet. Ellers er trykkprøving benyttet som teknologisk prøvemetode for duktile materialer, idet materialet ved formende prosesser som smiing og valsing blir belastet med trykk. Betegnelser og definisjoner Tøyning-spenningsdiagrammet i trykk, fig. 121 (a), med ordinat R= F/So og ab­ scisse £ = AL/L • 100 viser de samme karakteristiske punkter som strekkdiagrammet bortsett fra at det ikke oppstår brudd i duktile materialer. Prøvestykkene presses mellom to plane trykkplater i prøvemaskinen, fig. 121 (b). De er korte og tykke for å hindre utknekning. Følgende definisjoner kan utledes:

Flytegrense i trykk R = Re = Fe/S0 (amerikansk: yield strength in compression, tysk: Quetschgrenze). Den bestemmes vanligvis som spenningen som gir en bliv­ ende sammentrykning = 0,2%.

Trykkfasthet R = Rm = Fm/S0 (amerikansk: compression strength, tysk: Druckfestigkeit), bestemmes som spenningen ved maksimal trykk-kraft. Det må da for­ utsettes at det virkelig inntrer brudd i prøvestykket. Duktile materialer unndrar seg brudd, idet tverrsnittet øker nærmest ubegrenset med tilsvarende stigning i kraften. Trykkfastheten kan da defineres som spenningen ved hvilken den første sprekk blir observert i prøvestykket, selv om dette ikke fører til reduksjon av kraf­ ten.

168

Fig. 121. (a) Tøyning-spenningsdiagram i trykk for støpejern, stål og sink. (b) Ved belastning mellom to plane trykkplater inntar prøvestykket en tønneform. (25)

Bruddsammentrykning A = (Lo -Lu)/L0 • 100 (amerikansk: percentage compression after fracture, tysk: Bruchstauchung) er sammentrykkingen ved brudd målt efter avlastning av prøvestykket. Hvis materialet er duktilt og ikke lider brudd, kan man også her definere Lu som lengden ved hvilken første sprekk kommer til syne. Proporsjonalitetsgrensen R = Ra og elastisitetsgrensen R = R^ kan defineres som høyeste nominelle spenning for proporsjonal henholdsvis elastisk sammentrykking. De er vanskelige å måle og har ingen betydning ved praktisk trykkprøving.

Nærmere beskrivelse av materialegenskaper ved trykkpåkjenning Helelastisk sammentrykking med R mellom 0 og Ra skjer på samme måte som helelastisk strekking, forutsatt at man har med krystallinske stoffer å gjøre, først og fremst metaller og legeringer. Elastisitetsmodulen i trykk er da den samme som i strekk. Dette fremgår av fig. 8 som viser kraften mellom to atomer som funksjon av avstanden mellom dem. Tangenten til kraftkurven i det punkt som angir normal-avstanden a avspeiler E-modulen. Det forhold at kurven går brattere i trykk enn i strekk, får ingen virkning siden de elastiske forskyvninger er så små.

Ikke-krystallinske materialer som betong, tre, plast m.v. med komplisert struktur, oppfører seg anderledes i trykk enn i strekk. Tre og kork er oppbygget av celler

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

169

Fig. 122. Tøyning-spenningsdiagram i trykk for gummi og kork. I korken faller E-modulen når celleveggene knekker sammen, område B, men stiger igjen,område C, når tøyningen blir stor og materialet kompakt. (26)

hvis vegger holder seg stive inntil sammentrykningen blir så stor av veggene knek­ ker. Dette viser seg som et fall i E-modulen, fig. 122 område B. Når materialet sammentrykkes ytterligere og blir kompakt, stiger E igjen til verdien ved C.

Flytning og brudd i duktile materialer. Duktile materialer flyter ved omtrent samme spenning i trykk som i strekk. Ved fortsatt sammentrykking øker stavtverrsnittet, idet volumet forblir konstant. Friksjonen mellom stav og prøvemaskinens trykkflater hindrer imidlertid utvidelse på dette sted, slik at staven efter hvert inntar tønneform, fig. 121 (b). Trykk-kraften og nominell spenning øker både som følge av fastning i materialet og fordi tverrsnittet blir større. Det vil vanligvis ikke opptre brudd, men prøven sprekker radielt langs kantene. Brudd i sprø materialer. Et sprøtt materiale er et materiale som har liten evne til plastisk deformasjon, og som derfor i det store og hele oppfører seg elastisk. I motsetning til et duktilt materiale forholder det seg anderledes i trykk enn i strekk. Anta at vi strekker et sprøtt materiale med et skår som i fig. 120. Maksimal spenning i bunnen av skåret er høy selv ved lav nominell spenning o, og overskrider lett materialets kohesjon. En liten sprekk oppstår i bunnen av skåret, og dermed øker størrelsen av spenningsspissen ytterligere. Sprekken vandrer altså videre og blir til et brudd.

170

Under trykkbelastning oppstår også en spenningsøkning i bunnen av skåret. Men en trykkspenning fører ikke til kohesjonsbrudd. Dette sees best ved igjen å betrak­ te fig. 8. Kohesjonsbrudd oppstår når den ytre belastningskraft overvinner maksi­ mal tiltrekning mellom atomene. Imidlertid finnes det ikke en tilsvarende maksi­ mal frastøtning mellom atomene; den øker mer og mer eftersom atomavstanden gjøres mindre og mindre. Ved tilstrekkelig høy trykkspenning dannes en kort sprekk i bunnen av skåret i 45° vinkel med a som følge av at skjærstyrken over­ skrides lokalt. Men trykkspenningene holder sprekken luk­ ket, og derfor blir den ikke årsak til en forsterket spenningskonsentrasjon. Sprekken er følgelig stabil og fører ikke til brudd.

Efter vurderingen foran er sprø materialer ikke sensitive mot skår under trykkbe­ lastning. Skår i form av indre sprekker eller overflateriss er alltid tilstede i teknis­ ke materialer, og sprø materialer er derfor sterkere i trykk enn i strekk. Av fig. 123 sees at styrken av glass i trykk er 10 ganger styrken i strekk, og i støpejern er forholdet omtrent som 3 til 1. Brudd i trykk oppstår først når skjærspenningene blir store nok over hele tverrsnittet og følger da flatene for maksimal skjærspenning, fig. 1 24.

Fig. 123. Tøyning-spenningsdiagram i trykk for glass og støpejern. Glass er elastisk både i trykk og strekk, mens støpejern er plastisk og mest i trykk. (23)

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

171

Fig. 124. Brudd i tre, grått støpejern og betong ved enakset trykk. Bruddet følger flatene med maksimal skjærspenning som danner en vinkel på 45° med kraftretningen. (26)

Bauschingereffekt Når trykkprøving brukes som teknologisk prøve, registreres vanligvis hele flytekurven med akser sann tøyning - sann spenning. For duktile materialer viser det seg at flytekurvene i strekk og trykk er nær identiske, fig. 118.

Anta at en prøvestav deformeres forbi flytning i én retning, f.eks. i strekk, og derefter avlastes til null spenning. Hvis samme stav så belastes i motsatt retning, i dette tilfelle i trykk, finner man at flytegrensen i trykk er lavere enn i strekk. Dette er vist på fig. 1 25 og kan forklares slik: Ved plastisk tøyning i én retning stuves dislokasjoner mot korngrensene. Når lasten fjernes, gjenvinnes den elastiske tøy­ ning, men ikke den plastiske, slik at dislokasjonene fortsatt ligger på samme sted. Pålastes nå i motsatt retning, kjøres dislokasjonene tilbake på de samme glideplan, men dette kan skje under lavere skjærspenning siden det virker frastøtende krefter mellom dem.

Bauschingereffekten forklart foran, har praktisk betydning f.eks. ved kaldforming av rør av plate. Røret bøyes til i to presseoperasjoner, fig. 126, og spesielt i siste press innføres en trykkdeformasjon i platen. Flytegrensen i strekk i det ferdige rør blir derfor lavere enn i platen, og dette får betydning for det indre overtrykk røret kan bære.

HÅRDHETSPRØVING

Materialhårdhet er et uklart begrep med forskjellig mening avhengig av hvem som bruker det. Generelt er hårdhet et uttrykk for motstand mot plastisk deformasjon. Når hårdheten er knyttet til en bestemt prøvemetode, blir det tydeligere hva man mener. I metallindustrien er det helt dominerende prøvingsprinsipp å måle mot-

172

Fig. 125. Bauschingereffekten. Når et materiale tøyes, først i strekk og så i trykk, finner man at flytegrensen i trykk er lavere enn i strekk. En tilsvarende virkning gjør seg gjeldende om det først tøyes i trykk og derefter i strekk.

Fig. 126. Pressing av rør med store diametre efter U-0 systemet. I den siste presseoperasjon trykkes røret sammen og Bauschingereffekten gjør at røret får en lavere flytegrense enn platen det er laget av.

standen mot inntrengning i materialet av en hård kule, konus eller pyramide, og dette prinsipp blir behandlet på de følgende sider.

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

173

Brinellhårdhet Man presser en kule av herdet stål eller hårdmetall med diameter D ned i prøve­ stykket med en kraft F og måler inntrykksdiameteren d med en målelupe.

Brinellhårdheten HB (amerikansk: Brinell hardness number, tysk: Brinellhårte) defineres da som lasten dividert på kontaktflaten mellom kule og prøvemateriale. Hårdheten angis som et ubenevnt tall, men ved utregningen benyttes kp og mm2 som enheter for henholdsvis kraft og flate.

HB =---------2F;-------- -- = -Fn D(D -v D2 - d2)

TrDh

hvor h er inntrengningsdybden. Ved prøving av stål er vanligvis F = 3000 kp, D= 10 mm og belastningstiden 20 sek.

Metoden gir reproduserbare verdier bare for én bestemt last og kulediameter. Til­ nærmet reproduserbarhet kan oppnås ved ulike belastninger når inntrykkene er geometrisk likedannede, altså når d/D er konstant. Dette svarer omtrent til at F/D2 skal være konstant. Ved standard teknikk brukes forholdstallene F/D2 = 30, 10, 5, 2,5, 1 med laveste verdier for bløteste materialer. Bestemmelser for utførelse av Brinellprøving er gitt i NS 1863 og ASTM El 0-73.

Vickershårdhet Brinellprøven var den første internasjonalt standardiserte hårdhetsprøve. Den ble først foreslått i år 1900 og betød da et stort fremskritt. Som mange av de tidlig utviklede prøvemetoder har den imidlertid visse mangler, nemlig:

1) Den gir ikke geometrisk likedannede inntrykk, og derfor ikke samme hårdhet for alle kombinasjoner av F og D.

2) Den bruker store belastninger og kuler og gir store og ofte sjenerende inntrykk. 3) Ved store hårdheter blir kulesammentrykningen merkbar, og man avleser da for lave brinelltall. Disse innvendinger faller bort ved Vickersprøving. Her presser man en diamantpyramide med kvadratisk grunnflate og en vinkel mellom to motstående sideflater på 136° inn i prøvestykket med en last F og måler midlere lengde d av de to dia­ gonaler di ogd2,fig. 127.

174

Fig. 127. Vickers pyramide og inntrykk efter vickersprøving. Hårdheten regnes ut på basis av midlere diagonal l/2(d! +d2). (23)

Vickershårdhet HV (amerikansk: Vickers hardness number, tysk: Vickersharte) defineres som lasten dividert med kontaktflaten mellom pyramide og prøvestykke. Ved utregningen brukes enhetene kp og mm2 .

HV =

-E

d2

Alle inntrykk blir geometrisk likedannet slik at hårdhetstallene er uavhengig av den last som benyttes. Lasten ligger vanligvis i området 1-100 kp og avpasses efter hårdheten i arbeidsstykket og hvor store inntrykk som kan tolereres. Standard belastning for prøving av stål er 30 kp.

Vickersprøving byr på åpenbare fordeler og har tildels fortrengt Brinellprøving. For ulegert og lavlegert stål og endel ikke-jern metaller gir Vickers og Brinell om­ trent samme hårdhetstall opp til ca. 400. Bestemmelser for utførelse av Vickersprøving er gitt i NS 1860 og ASTM E92-72.

Rockwellhårdhet Ved Brinell- og Vickersprøving må inntrykksdiameteren resp, diagonalene måles med spesiell lupe, hvilket krever tid siden målingen må skje med omhu. Ved Rockwellprøving har man omgått denne del av prosessen, idet man i stedet måler inntrengningsdybden. Inntrykkslegemet, en stålkule eller en diamantkonus, gis først

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

175

en forbelastning Fo, slik at man er sikret en utgangsflate for målingen. Derefter pålegges tilleggslasten Fi, og den varige dybdeøkning e som skyldes Fj, registreres automatisk ved hjelp av en måleklokke. Rockwellhårdhet (amerikansk: Rockwell hardness number, tysk: Rockwellhårte) defineres som

HR = Ct -C2 • e Konstantene Cy og C2 knytter seg til de forskjellige inntrykkslegemer og belast­ ninger som benyttes, e innsettes i mm. Mest almindelig er: Rockwell B med 1/16” stålkule, Fo = 10 kp, Fi = 90 kp HRB = 130 -500 • e Rockwell C med 120° diamantkonus, Fo = 10 kp, Ft = 140 kp HRC = 100 -500 • e

Rockwellhårdheten av et materiale øker med Brinellhårdheten, men størrelsene er ikke proporsjonale.

M ikrohårdhetsprøving Mange metallurgiske oppgaver krever hårdhetsbestemmelse over ganske små area­ ler, f.eks. av enkelte korn eller strukturelementer. Man kan da benytte en Vickerspyramide i miniatyr, eller oftere en pyramide der den ene diagonal i grunnflaten er lengre enn den annen, og en liten belastning, f.eks. 100 g. Hårdheten defineres som lasten dividert med kontaktflaten eller projisert flate mellom pyramide og prøvestykke. Det forlanges en omsorgsfullt polert flate for at målingen skal bli pålitelig. Prøveapparatet blir vanligvis sammenbygget med et mikroskop, slik at prøvestedet først kan lokaliseres og inntrykket senere måles i mikroskopet.

Bestemmelser er gitt i ASTM E384-73.

Omregning av hårdhetstall Fra et praktisk synspunkt er det av interesse å kunne regne om et hårdhetstall til et annet. Hårdhetstallene uttrykker imidlertid ikke veldefinerte egenskaper, og man kan derfor heller ikke vente å finne universelle omregningsformler. Det er ut­ arbeidet empiriske omregningstabeller, f.eks. i ASTM El40-76. Man må være opp­ merksom på at gyldigheten av de enkelte tabeller er begrenset til bestemte materialgrupper, idet den er påvirket av materialenes elastisitetsmodul og fastningsten-

176

Fig. 128. Kurver for omregning av hårdhetsverdier. Gjelder for ulegert og lavlegert stål. (27)

dens. En omregningstabell for ulegert og lavlegert stål er fremstilt grafisk i fig. 128. Praktisk bruk av data fra hårdhetsprøving Det fremgår av de foregående avsnitt at materialhårdheten angir mostanden mot inntrengning av et hårdt legeme. Våre vanlige konstruksjoner blir ikke utsatt for en tilsvarende behandling i praksis, og hårdhetstallene har derfor bare mening hvis man kan påvise en sammenheng, teoretisk eller empirisk, mellom dem og andre materialegenskaper. Anta at A er en stanse av et hårdt materiale som presses inn i en bløtere blokk B, fig. 129. Det materiale som fortrenges under stansen, vil måtte flyte ut på begge sider av den. Flytelinjene må derfor vende inne i blokken omtrent som vist på figuren, og blir dobbelt så lange som for enakset flytning. Intuitivt vil man derfor

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

177

Fig. 129. Når en hård stanse A trykkes inn i en bløt blokk B, må materialet under stansen flyte ut på begge sider av den. Flytelinjene må derfor vende inne i materialet og blir lengre enn ved enakset trykk.

anta at materialet flyter ved en normalspenning som er omtrent to ganger flyte­ grensen. En nøyaktig beregning viser at faktoren blir 2,82.

Belastningstilstanden i fig. 129 er nær den samme som oppstår omkring inntrykkslegemet ved hårdhetsprøving, og man må vente at hårdheten i Brinell eller Vickers er ca. 3 ganger flytegrensen. Ved hårdhetsprøving oppstår det en plastisk deforma­ sjon på omtrent 8%. Dette medfører en viss grad av fastning, og hårdheten må der­ for sammenlignes med flytespenningen ved 8% deformasjon. For duktile materia­ ler, hvor flytekurvene i strekk og trykk er like, kan man regne at

hårdheten i Vickers og Brinell er 3,2 ganger sann spen­ ning ved 8% sann tøyning, når hårdhet og spenning måles i samme enheter. For materialer som ikke fastner under prøving, f.eks. kaldvalsede materialer, er hårdheten i Vickers eller Brinell 3,2 ganger flytegren­ sen. Vi kan altså oppfatte hårdhetsprøving som en trykkprøving med miniatyrstav. Hårdhetsprøving byr derfor en enkel fremgangsmåte til grovsortering av materia­ ler efter flytegrensen, til undersøkelse av flytegrensen efter varmebehandling m.v.

178

Sammenhengen er mindre klar for sprø materialer som oppfører seg forskjellig i strekk og trykk.

BRUDDMEKANIKK Ved strekkprøving undersøkes materialets styrke i enakset strekk, og vanligvis er staven utskåret og tildannet på en slik måte at material- og overflatefeil er begren­ set til et minimum. Dette er ingen god representasjon av materialet i praktiske an­ vendelser, hvor tverrsnittsoverganger og materialfeil ikke kan unngåes. I løpet av de siste 20-30 år har det utviklet seg en ny gren av fasthetslæren som behandler de mekaniske forhold i maskinelementer med skarpe sprekker, med tilhørende prøvingsteknikk. Man taler om bruddmekanikk og bruddmekanisk prøving. Hvis man forutsetter et homogent og elastisk materiale, kan man vise at spenningskomponentene ox og ay, foran spissen av en indre sprekk av lengde 2a i en uende­ lig plate, fig. 130, kan skrives: °x ~ °y ~

°nom>A^’

/x

■,

(^0)

y/ Z.TTX x er avstanden foran spissen, og ligningen gjelder bare for små x, opp til a/10. anom er deri enaksede spenning i Y-retningen langt fra sprekken. Det sees for det første at sprekken også genererer en spenning i X-retningen som i sprekkplanet er like stor som ay. Regulært vil det også være en spenningskomponent nz tvers på platens overflate hvis størrelse er avhengig av platetykkelsen.

Fig. 130. Uendelig plate med indre sprekk av lengde 2a belastet med en spenning anoni i Yretningen. Spenningskomponentene i et punkt x,0 foran sprekken er ox og a .

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

179

Det vesentlige innhold i ligning (50) er at spenningene i et punkt x foran fronten og i sprekkplanet er gitt av faktoren K

CTnom \/7ra'

(51)

Derav kan det også sluttes at størrelsen av K er bestemmende for om sprekken vil forplante seg eller stå i ro. Man postulerer i bruddmekanikken at det for et gitt materiale finnes en kritisk verdi Kc under hvilken verdi sprekken vil være i ro. Hvis Kc er kjent, kan den tilhørende verdi av unom regnes ut anom c

,—, V71"3

(52)

Størrelsen av sprekklengden 2a kan finnes ved direkte måling når det dreier seg om overflatesprekker, og ellers ved røntgen- eller ultralydundersøkelse. Kc skal oppfattes som en materialkonstant på linje med flytegrensen Re, og lig­ ning (52) angir maksimal nominell spenning i nærvær av en sprekk. I praksis må verdien reduseres med en sikkerhetsfaktor, hvis størrelse bl.a. er avhengig av hvor nøyaktig sprekklengden er kjent.

K kalles spenningsintensitetsfaktor (amerikansk: stress intensity factor, tysk: Spannungsintensitåt) Kc kalles bruddseighet (amerikansk: fracture toughness, tysk: Bruchdehnung).

med benevning MPa-s/n? for begge størrelser. Fremstillingen foran er sterkt forenklet. I praksis må man tillempe formlene for geometrisk form av konstruksjonen og for det forhold at det opptrer en plastisk sone foran sprekken. Spenningsintensitet og bruddseighet er imidlertid grunnlegg­ ende begreper i bruddmekanikken, og vi skal se deres betydning både i forbindelse med vekst av utmatningssprekker og ukontrollerte brudd. UTMATNING OG UTMATNINGSPRØVING

Ved statisk prøving som strekk-trykk- og hårdhetsprøving undersøker vi hendel­ ser som skjer i løpet av ganske kort tid. Vi forutsetter at disse hendelser er repre­ sentative for hendelser som møter den praktiske konstruksjon, og som vanligvis tar meget lengre tid. Korttidsprøver kan dog ikke alltid representere forholdene i praksis, og et karakteristisk tilfelle er når belastningen svinger i størrelse. Erfaring viser at deformasjon og brudd da er avhengig av antall svingninger og maksimal og minimal spenning. Det er derfor utviklet egne prøvemetoder som undersøker mate­ rialenes evne til å motstå svingende belastning, i denne forbindelse kalt utmatning.

180 Karakteristikk Utmatning kan defineres som den forandring som foregår i et materiale når det ut­ settes for en periodisk varierende spenning av tilstrekkelig størrelse. Efter et større eller mindre antall perioder vil forandringen resultere i sprekker og ofte i totalt brudd. Spenningen som forårsaker utmatning, ligger under materialets strekkfast­ het, ofte også under flytegrensen. I motsetning til et statisk brudd skjer et utmatningsbrudd uten forutgående varsel i form av plastisk tøyning og kontraksjon. Det begynner gjerne fra en større eller mindre feil i overflaten og brer seg herfra i kon­ sentriske sirkler som vist på fig. 131, og loddrett på retningen av største normal­ spenning. Sprekken reduserer tverrsnittet i komponenten efter hvert som den vand­ rer frem, og før eller senere oppstår et plastisk restbrudd som skyldes statisk over­ belastning.

Fig. 131. Utmatningsbrudd i tannhjul og aksel. Bruddet starter fra en feil i overflaten og brer seg i tilnærmet konsentriske sirkler, tilsynelatende uten plastisk deformasjon av bruddkantene. Restbruddet er plastisk og rent, uten korrosjon.

I en fraktografisk undersøkelse av et utmatningsbrudd vil ofte fremveksten for hver spenningssyklus tegne seg som striasjoner. Dette er tydelig på fig. 12 for aluminium og mindre tydelig på fig. 132 for stål. Fenomenet utmatning er ikke begrenset til metaller, det opptrer i nesten alle faste materialer inkludert levende ben. Glass danner en viktig unntakelse.

Mekanisme Det mest bemerkelsesverdige ved utmatning er at sprekker og senere brudd oppstår ved spenninger vel under flytegrensen for vedkommende materiale. Hvorledes er

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

181

Fig. 132. Striasjoner på utmatningsbrudd i legert stål. Avstanden mellom to linjer er den dis­ tanse bruddet forplanter seg i løpet av en lastsvingning. (29)

Fig. 133. Aggregat av krystaller med ulik orientering av glideplan. I krystall A er glideretningen parallell med maksimal skjærspenning.

182

dette mulig? Anta et aggregat av krystaller som skjematisert på fig. 133. I relasjon til retningen av maksimal skjærspenning t er krystallene forskjellig orientert, og bare krystall A har en glideretning som faller sammen med maks. skjærspenning. Ved en bestemt størrelse på r glir derfor enkelte plan i A, mens de øvrige krystal­ ler bare lider elastisk deformasjon. Volumet av A er lite i forhold til hele aggrega­ tet av krystaller, og i et tøynings-spennings-diagram kan man ikke spore merkbar plastisk tøyning. Skifter skjærspenningen retning, fåes glidning i A i motsatt ret­ ning, mens de øvrige krystaller fortsatt oppfører seg elastisk.

Fig. 134. (a) Krystallaggregatet på fig. 133 strekkes elastisk til spenningen o}. Krystall A flyter allerede ved o2, og en stor del av tøyningen ej er plastisk, (b) Skifter spennigen til -oy, lider aggregatet en elastisk tøyning fra ej til -ej. I krystall A er tøyningsforandringen like stor, men den har både en elastisk og plastisk komponent.

Antar man at deformasjonen i A er liten og ikke forårsaker fastning, kan forholde­ ne illustreres i e - o diagrammet, fig. 134 (a). Krystallaggregatet strekkes elastisk til en spenning Uj, noe under flytegrensen Re, hvilket gir en elastisk tøyning . Krystall A flyter allerede ved o2 og lider en samlet plastisk og elastisk tøyning lik . Skifter nå spenningen Uj retning til -0^, fig. 134 (b), forandres den elastiske tøyning i aggregatet fra til -ei. I krystall A er tøyningsforandringen like stor, men den er både elastisk og plastisk. Altså, hvis krystallaggregatet belastes med en spenning som svinger mellom ver-

Mekaniske egenskaper og prøving av dem

183

diene + 04 og -04, oppstår for hver periode en plastisk forlengelse og sammentryk­ ning i krystall A, selv om o j er lavere enn flytegrensen. Antar man nu at hver glid­ ning forårsaker en liten men endelig uorden i nærliggende glideplan, må denne uorden øke med antall spenningsperioder. Resultatet blir en mindre sammenpak­ ket struktur med svakere bindekrefter mellom atomene og sluttelig separasjon av atomplan.

Når dette først har skjedd, bevirker feilstedene spenningskonsentrasjoner, hvorved glidning også kan komme i gang i nabokrystaller med en orientering som er mind­ re gunstig for glidning. Feilstedene utvikler seg til sprekker som forener seg med andre sprekker oppstått på samme måte som i A. Sprekkens hovedretning er lodd­ rett på normalspenningen o. I praksis skjer også sprekkinitieringen, her den begyn­ nende sprekk i A, under medvirkning av spenningskonsentrasjoner. De kan skyldes konstruktive svakheter som skarpe hulkiler eller gjenger, overflateriss, slagginneslutninger, sveisefeil med flere. Betegnelser og definisjoner — Wdhler- og Smithdiagram Ved prøving utsettes prøvestaven for en periodisk varierende belastning. Spenningstilstanden, fig. 135, karakteriseres ved to størrelser:

maksimal spenning Gmaks>sorn er høyeste algebraiske spenningsverdi minimal spenning amjn, som er laveste algebraiske spenningsverdi ofte brukes parameterparet

middelspenning (midtspenning) om = ( FeO + CaS

(86)

Reaksjonen foregår på grenseflaten mellom slagg og jern, og både CaS og FeO løses i slaggen. Fri entalpi senkningen er imidlertid ikke særlig stor ved de små konsentrasjoner av FeS som er vanlige i råjern, og reaksjonen går mot høyre bare hvis man kan holde innholdet av FeO lavt og temperaturen høy. Disse betingelser kan lettere oppfylles ved LD prosessen enn ved thomasprosessen, bl.a. fordi temperaturen blir høy nok tidlig i blåsingen før slaggen har opptatt for meget FeO. I LD-AC prosessen (Linz-Donawitz-Arbed Dudelange-Centre National de Pecherches Metallurgique) tappes den oksydholdige slagg efter første fase av

Fremstilling av stål 391

Fig. 273. Ferskingsforløpet i LD (a) og LD-AC (b) konverter. Fosfor brenner bort allerede i første periode. LD-AC prosessen med slaggbytte gir en meget effektiv svovelrensing og er godt egnet til å ferske råjern med høyt fosforinnhold. (66)

ferskingen, og pulverisert CaO blåses så mot smeiten gjennom lansen sammen med oksygen, fig. 272. Dette gir en meget effektiv avsvovling, fig. 273 b). Ellers er metoden godt egnet når innholdet av fosfor i råjernet er høyt. LD prosessen ble første gang demonstrert i 1952 og har vist seg meget vellyk­ ket, og har på det nærmeste konkurrert ut de gamle konverterprosesser.

392

Det regnes at 60% av verdens stål blir produsert ad denne vei. Metoden gir et stål som er lavt i fosfor, svovel og nitrogen. Prosessen kan tilpasses varierende innhold av silisium og fosfor i råjernet, blandt annet fordi den er lite avhengig av det kaloritilskudd disse elementer gir ved forbrenning. Det kan tilsettes inn­ til 30% stålskrap, hvilket er meget mer enn hva som var mulig i bessemerthomas konverteren, men som fremdeles er mindre enn ønsket. Det finnes også andre ferskingsprosesser basert på innblåsing av oksygen.

Deoksydasjon Efter blåsingen inneholder stålet alltid en del oksygen som er løst i atomær form. Når stålet helles ut i kokillen og nedkjøles, synker løseligheten. Frigjort oksygen reagerer med det karbon som fortsatt er tilstede, og det utvikles CO gass. Gassen fremkaller en voldsom omrøring i smeiten, og dette fører igjen til at blokken størkner med en karakteristisk seigringsstruktur som forklart tid­ ligere på s. 268. Mesteparten av CO gassen stiger opp og unnslipper, men efter størkning og nedkjøling finnes noe CO og O igjen i stålet, dels oppløst i mikro­ strukturen, dels som porer, og noe O har dannet faste oksyder. Hvis stålet senere skal sveises, er dette uheldige fremmedelementer. Av disse grunner er det ønskelig å fjerne en større eller mindre del av oksygenet. 1 prinsipp foregår deoksydering i stålovnen (konverteren) efter fullført fersking ved å tilsette elementer med stor affinitet til oksygen. Almindelig brukt er Al, Si, Mn og C, angitt med fallende deoksydasjonsstyrke. Oksygenet blir da bun­ det som faste oksyder. Hovedmengden flyter opp og løses i slaggen, men en del dannes under og efter størkningen og gjenfinnes i stålet som slagg. I rimelige mengder og i findispers form synes disse partikler å være uten nevne­ verdig betydning for egenskapene i stålet, bortsett fra at utmatningsfastheten lider. For visse typer av kvalitetsstål, hvor utmatningsfastheten er et uawiselig krav, som i utsatte deler i fly, skjer derfor deoksyderingen ved avgassing i va­ kuum. Da oppnår man også en reduksjon av innholdet av nitrogen og hydrogen, som begge regnes som skadelige elementer i kvalitetsstål. I de siste år er det også blitt almindelig praksis ved noen stålverk å vakuumbehandle høyfaste, lavkarbon konstruksjonsstål beregnet for sveising. Man profiterer her på lavt innhold av nitrogen og hydrogen, og det forhold at løslighetsproduktene [C] • [O] i smeiten faller med trykket. Dermed er det også mulig å redusere innholdet av karbon. Det angis ellers at vakuumbehandling senker

Fremstilling av stål 393 svovelinnholdet uten at mekanismen er helt forstått. Noen fremgangsmåter ved vakuumbehandling er vist på fig. 278. Trykket kan dreie seg om 0,1 atm.

Utettet stål er ikke deoksydert, eller deoksydert i ubetydelig grad, ved tilsetning av trekull eller ferromangen i konverteren efter fersking og avslagging.

Tettet stål er fullstendig deoksydert ved tilsetning av ferromangan og ferrosili­ sium. Vanligvis brukes også aluminium som fordeles efter at stålet er tappet i øsen. Vakuumbehandling kan brukes alene eller sammen med et deoksydasjonselement. Halvtettet stål, også kalt balansert stål, er delvis deoksydert.

MARTINPROSESSEN

Martinprosessen er spesielt egnet for fast påsett, av skrap eller råjern, eller av blandinger av fast og flytende påsett. Det stilles ikke nevneverdig krav til kje­ misk sammensetning, hverken av skrap eller råjern.

Fig. 274. Snitt gjennom en martinovn med luftforvarmere. (20)

Den prinsipielle oppbygging av en martinovn er vist på fig. 274. Råjern og skrap innsettes på en lav herd og bestrykes med flammer fra gass eller oljebrennere. Forbrenningsluften må forvarmes. Dette foregår efter det regenerative system. Avgassene passerer et murverksgitter og varmer det opp, og efter en passende

394 tid vendes luftstrømmen om slik at kold forbrenningsluft blåses gjennom det samme gitter og oppvarmes. Oksygen til ferskingen tilføres delvis som luftoverskudd i brennerne og delvis som konsentrert jernmalm.

Martinprosessen kan drives både sur og basisk, men bare i siste tilfelle kan man oppnå rensing for svovel og fosfor. Når det brukes fast påsett og konvensjonell drift, kan tiden for nedsmelting beløpe seg til 6-8 timer og ferskingen til 2 timer, fig. 275. I en LD konverter er prosessen ferdig på ca. 20 minutter. Den meget lengre tid i martinovnen skyldes at oksydasjonen må foregå gjennom et tykt slaggdekke. Tidligere ble det regnet som en fordel at prosessen ikke gikk altfor raskt, fordi det ga tid til å foreta analyser av produktet underveis og nødvendige korreksjoner av smeltens sam­ mensetning. Med moderne analysemetoder er dette ikke lenger noen vinning, og tiden for fersking avkortes ved å bruke lanser som blåser oksygen direkte mot smeiten som forklart for LD prosessen. Dette gir også en bedre fosfor- og svovelrensing. Tiden for nedsmelting av fast skrap kan også forkortes ved å til­ føre en blanding av brenngass og oksygen gjennom egne brennere.

Hg. 275. Ferskingsforløpet i en martinovn påsatt fast råjern og skrap. Konvensjonell drift uten oksygenlanser. (65)

Fremstilling av stål 395

Lavt svovelinnhold i stålet kan oppnåes ved å bytte slagg. Når man ønsker tettet stål, påsettes ferromangan og ferrosilisium, ofte også kalsiumsilisium i slutten av raffineringsperioden. Aluminium settes til i øsen efter tapping.

Martinprosessen er over 100 år gammel, men er fortsatt aktuell siden skrap er et viktig råmateriale. Dens andel av verdens stålproduksjon har imidlertid gått sterkt tilbake efter at LD metodene kom i gang for alvor, idet ovnen er kostbar både i anlegg og drift. Martinstål regnes som et kvalitetsstål, lavt i fosfor, svovel og nitrogen, spesielt når ovnen er tilpasset oksygenblåsing. Dens konstruksjon og arbeidsmåte fører til en stor kontaktflate mellom slagg og metall, slik at iso­ lerte partikler i stålet lett fanges inn av slaggen. Man kan også merke seg at deoksydasjonen for en vesentlig del skjer med slaggen på, og at faste oksyder opptaes av slaggen. Meget martinstål går til ulegert konstruksjonsstål uten sær­ lige kvalitetskrav, idet man da gjør seg mindre umak med raffineringen. Men ellers har martinstålet anvendelse som ulegert og lavlegert verktøystål, som kon­ struksjonsstål for aksler, hjul m.v. og for store smi- og støpestykker. En vesent­ lig del går til profiler og plater som senere skal sveises, og da mest som tettet stål.

ELEKTROSTÅLPROSESSENE

I likhet med martinprosessen kan også elektrostålprosessene arbeide med fast påsett. Oppvarmingen kan skje ved induksjon eller lysbue. Vi begrenser oss til en kort omtale av raffinering i lysbueovn som er den viktigste metode. Ovnen er vist i prinsipp på fig. 276. Det benyttes basisk foring. Ovnen beskikkes vanligvis med skrap, eventuelt også jernsvamp, og tilslag av kalk. Lysbuene dan­ nes mellom tre stk. elektroder av grafitt eller amorft kull og smeltebadet. Elek­ trodene er koblet i stjerne med badet som jordet midtpunkt.

Ferskingen foregår omtrent som tidligere beskrevet med oksydering av silisium, mangan, fosfor og karbon. Når ovnen beskikkes med skrap, er imidlertid inn­ holdet av karbon og fosfor vesentlig lavere enn i en LD konverter. Oksygen til­ føres som jernmalm, i den senere tid også ved å blåse oksygen mot smeiten gjen­ nom en lanse. De faste oksyder flyter opp og løses i slaggen. En stor fordel med lysbueovnen er at ferskingen kan foregå ved høy temperatur, og da vil også en del svovel reduseres til CaS i slaggen.

396

Fig. 276. Snitt gjennom en lysbueovn for stålfremstilling. Ovnen beskikkes med skrap og eller fast råjern, og ferskingen skjer ved tilskudd av jernmalm, eventuelt også blåsing med oksygen. (20)

En virkelig tilfredsstillende svovelrensing oppnåes imidlertid først ved å trekke av slaggen efter ferskingen og påsette ny, reduserende slagg av kalk, flusspat og koks. Virkningen blir enda bedre hvis slaggen blåses ned i badet i pulverisert form gjennom en lanse med argon som bæregass. Blåsingen fremkaller en kraf­ tig omrøring av badet, og svovelinnholdet kan bringes ned til 0,005% i løpet av få minutter. Ellers tar svovelrensingen ved konvensjonell påsetting av redu­ serende slagg ganske lang tid, som kan sees av fig. 277.

Lysbueovner lages for opp til 200 tonn stål. De brukes for omsmelting av skrap, som stadig finnes i større mengder enn hva som kan svelges av konverterprosessene, og de konkurrerer fordelaktig med martinovner. Ulegert konstruksjons­ stål fremstilt i lysbueovn er av meget høy kvalitet med lavt innhold av P, S og N og lite slagg og er gjennomgående bedre enn martinstål laget av samme rå­ materialer. Imidertid har prosessen sitt største bruksfelt for tilvirkning av leger­ te konstruksjons- og verktøystål. Flere av legeringselementene i disse stål har større affinitet til oksygen enn jern og brenner delvis opp under raffineringen. Dette gjelder f.eks. krom som er en nødvendig komponent i rustbestandige stål, fra 13% og oppover. I ovnen etab-

Fremstilling av stål 397

tid efter nedsmelting i timer

Fig. 277. Raffmeringsforløpet i en lysbueovn. Ovnen er beskikket med skrap og jernmalm. Slaggbytte efter ca. en time med tydelig nedgang i svovelinnholdet. Deoksydasjon efter en og to timer med ferrosilisiummangan og ferrosilisium. (65).

leres en likevekt mellom oppløst krom i smeiten og kromoksyd i slaggen, og slik at innholdet i smeiten øker med økende temperatur. Generelt sett er det så at temperaturen i smelteovner er begrenset av foringens holdbarhet, men i lysbueovnen er det lokale områder under lysbuene med meget høy temperatur som gjør metoden særlig egnet for fremstilling og raffinering av legerte stål. Det er også en fordel at ovnen ikke trenger tilførsel av forbrenningsluft og derfor kan kjøres under reduserende betingelser når prosessen krever det. UTSTØPING TIL VALSEBLOKKER, SLABS OG BLOOMS

Noe raffinert stål blir støpt i sandformer til ferdige produkter, men storparten blir valset til plater, stenger og profiler. Den konvensjonelle vei til valsede halv­ fabrikata går om utstøping til blokker. Efter størkning deles blokkene opp i passende stykker som valses ut til slabs (rektangulært tverrsnitt) og blooms (kvadratisk tverrsnitt), som er mellomprodukter på veien til plater, bånd og stenger. Veien om blokker kan imidlertid omgåes ved direkte støping av slabs og blooms. Dette skjer som en kontinuerlig prosess, hvor smelte helles inn i den ene ende av en vannkjølt form, og en streng med fast utvendig skall trekkes ut av den annen ende. Strengen deles så opp i passende stykker. Begge metoder benyttes, men det er en klar tendens mot øket bruk av kontinuerlig støping.

398

Fig. 278. Vakuumbehandling av stål, skjematisk, (a) Øsen plasseres inne i en beholder som evakueres. Avgassingen går langsomt på grunn av lavt forhold mellom overflate og volum av smeiten, (b) Ved å helle smeiten gjennom vakuum øker smeltens overflate mange ganger, og tiden for avgassing synker, (c) og (d) Vakuumkammeret behandler bare en liten del av smei­ ten ad gangen. System (c) opereres ved å heve og senke kammeret i øsen, (d) ved å slippe inn argongass når kammeret skal tømmes. (66)

Valseblokker Fra stålovnene renner flytende stål ned i en øse med utløp i bunnen, og derifra tappes det over i kokillene. En kokille er en form av støpestål eller støpejern, og i kokillen størkner stålet til en blokk. Blokken kan veie fra noen hundre kg til 100 tonn, med 15-20 tonn som et typisk gjennomsnitt. Utstøpingen kan skje som vist på fig. 279. Efter at blokken er størknet, blir den delt og omformet til slabs eller blooms i blokkvalseverk.

Utettet stål Utettet stål blir ikke, eller bare delvis deoksydert i ovnen eller i øsen. Oksyge­ net i stålet reagerer da med karbon som alltid er tilstede, og det dannes CO gass. Særlig kommer gassutviklingen kraftig igang som følge av den omrøring som oppstår når smeiten støpes ut i kokillen. Noe gass unnslipper, men noe fanges

Fremstilling av stål 399

Fig. 279. Fallende og stigende støping i kokiller, skjematisk.

opp av dendrittene når blokken størkner, og blokken blir da porøs. Man kan innrette seg slik at porevolumet omtrent svarer til krympingen ved størkning og avkjøling. Blokken beholder da de ytre dimensjoner under avkjøling, hvilket ansees som en fordel. Porene er ikke nødvendigvis en svakhet i blokken så lenge de er lukket inne, altså ikke har forbindelse med luften utenfor. De blir da svei­ set sammen ved den påfølgende smiing eller valsing. Blokken størkner fra kokilleveggen og innover mot midten. 1 hele størkneperioden fremkaller gassutviklingen en kraftig omrøring av den indre flytende sone. Dette befordrer dannelse av blokkseigringer som tidligere forklart på s. 268. Den ytterste del av blokken, rimsonen, størkner med meget lavt C, S og P inn­ hold, men innholdet øker og blir vesentlig høyere enn gjennomsnittet mot midten av blokken. Seigringssonen følger stålet under senere smiing, nedvalsing til plater, trekking til tråd m.v.

Rimsonen i utettet stål ansees som en fordel når stålet skal dyptrekkes og koldsmies, siden den er ren og duktil. Utettet stål benyttes derfor i stor utstrekning til tynnplater, f.eks. til bilkarosserier og til tråd. På den annen side er den indre sone med høyt innhold av C, S og P uheldig, først og fremst hvis stålet senere skal sveises. Utettet stål kan heller ikke godtaes til konstruksjons- og verktøy­ stål som senere skal herdes, da det her er viktig at man har full kontroll med C innholdet og innholdet av andre elementer som påvirker herdingen.

Tettet stål Tettet stål blir tilsatt deoksydasjonsmidler som Mn, Si og Al i ovnen eller i øsen før utstøpingen, slik at den vesentligste del av oksygenet blir bundet som

400 faste oksyder som flyter opp og fanges inn av slaggen. Deoksydasjon kan også skje ved vakuumbehandling. Smeiten størkner da i kokillen uten nevneverdig gassutvikling og omrøring. Dette fører for det første til at blokken blir fri for porer. Men siden det indre porevolum mangler, vil det måtte danne seg en sugetrakt (pipe) øverst i blokken når denne størkner, nedkjøles og krymper. Før valsingen begynner, må derfor toppen skjæres av blokken, hvilket inne­ bærer et merkbart materialtap. Forholdene er illustrert på fig. 280.

Fig. 280. Stålblokk efter utstøping, skjematisk. (a) tettet stål og smale ende øverst, (b) tettet stål og brede ende øverst, (c) halvtettet, (d) noe mindre tettet enn (c), (e) utettet. (63)

Seigringssonen i tettet stål er meget mindre utpreget enn i utettet stål. Årsaken er at gassutviklingen mangler, og dermed uteblir også omrøringen i den indre sone av smeltet metall. Tettet stål mangler altså den ytre rimsone av meget rent stål, til gjengjeld er den fri for den indre urene sone. Tettet stål brukes som ulegert konstruksjonsstål når man setter strenge krav til sveiseegenskapene, f.eks. i kjeler, skip, broer og off-shore konstruksjoner. Det lave innhold av O, CO og faste oksyder er her avgjørende. Ellers benyttes tettet stål for konstruk­ sjons- og verktøystål som senere skal herdes eller gjennomgå andre former for varmebehandling, der det er av betydning at den kjemiske sammensetning er konstant over hele volumet. Legert stål må deoksyderes før legeringselementene tilføres. I motsatt fall brenner de opp i smeiten.

øse med

Fig. 281.

Kontinuerlig støping, skjematisk. Smeiten helles ned i trakten B og passerer formen E. Strengen kommer ut av formen med et tynt størknet skall, kjøles med vann på partiet F-F og skjæres opp i passende stykker på bordet F. (39)

bunntapping B støpetrakt C beholder fo r spiIIsmelte E støpeform F-F påsprøyting av vann

A

Fremstilling av stål 401

402

Kontinuerlig støping (strengstøping) Fig. 281 viser skjematisk en maskin for kontinuerlig støping av 200 x 1200 mm slabs for videre utvalsing til plater. Smeiten bunntappes fra øsen A ned i trakten B og går derifra i en kontinuerlig strøm gjennom en vannkjølt kobberform E, hvis indre tverrsnitt bestemmer dimensjonene i slabben.

Strengen kommer ut av formen med et tynt størknet skall, og kjøles med vannpåsprøyting på hele det krumme parti F, hvor strengen avbøyes i horisontal retning.

Prosessen startes ved at et stykke av en fast streng plasseres i maskinen slik at den tetter den nedre åpning i formen. Den første del av strengen med startfeil av forskjellige slag ledes ut på bordet J, hvor den skjæres av og går til omstøping. Strengen løper så kontinuerlig ut på et bevegelig bord L, hvor den deles opp i passende stykker.

Størkningen i strengen foregår meget raskt, i løpet av 10-15 minutter mot 2-3 timer i en valseblokk av vanlig størrelse. Dette medfører en finere og jev­ nere fordeling av slagginneslutningene og liten eller ingen makroseigring. Kon­ tinuerlig støping synes også å være økonomisk fordelaktig. Utrustningen er riktignok kostbar, men man sparer plass og utstyr til håndtering av blokker og kokiller, videre slipper man varmegrop og blokkvalseverk. Stålet utnyttes også bedre siden tapet ved toppskjæring faller bort. Metoden har en svakhet: den funksjonerer ikke med utettet stål. Dette skyldes at gassbobler trenger gjennom det tynne skallet av fast materiale like efter at strengen forlater formen, og flyt­ ende metall strømmer ut. Stålet skal helst være fullstendig deoksydert, men det finnes maskiner som arbeider med delvis deoksydert (halvtettet) stål.

403

TILFØYELSE 1993

Vurdering av sveisefeilenes betydning i en stålkonstruksjon. Elastisk-plastisk bruddmekanikk.

Ved store belastninger kan sveisefeil initiere sprø brudd i stålkonstruksjoner. På s. 189 og s. 215 er forklart hvorledes man ved hjelp av bruddmekanikk kan bestemme den maksimale spenning som gir brudd fra en sprekk av kjent størrelse. Er spenningen kjent kan sprekkstørrelsen beregnes. Noen typer sveisefeil, f.eks. bindefeil, kan oppfattes som sprekker, altså plane feil. Andre, som slagg og porer, er volumetriske, med avrundede kanter, og er mindre farlige. Når bruddmekanikk brukes til å beregne akseptable feil­ størrelser, er det alminnelig å oppfatte alle feil som plane. Det er en konser­ vativ antakelse. Lineærelastisk bruddmekanikk, hvor bruddseigheten Kc av materialet er et mål for motstanden mot initiering av sprøbrudd, gir riktig resultat på tykke plater eller i sprø materialer. I karbon-mangan stål med lavt C innhold og høy slagseighet og med plate­ tykkelser under ca. 50 mm, et vanlig materiale i dagens konstruksjoner, skjer det en merkbar plastisk deformasjon omkring en sprekkspiss før bruddet innledes. Materialet er elastisk-plastisk, og feil i slike materialer håndteres best med elastisk-plastisk bruddmekanikk. Denne postulerer at størrelsen CTOD (crack tip opening displacement) Fig. 1, like før ny sprekk eller brudd initieres fra bunnen, er en konstant for et gitt materiale med gitt tykkelse. Den kalles kritisk CTOD eller CTODbasert bruddseighet og betegnes CTODc-

opprinnelig sprekk

Fig. 1. Definisjon av CTOD og CTODc-

404

I en teoretisk utledning med forenklede forutsetninger, Ref 1 og tilpasset praktisk bruk, kan CTOD uttrykkes som følger ,

CTOD

x ?/

\2

f MU a crv• a 2æ — — ■—— ( ø ) oy J E

for — < 0,5 oy

CTOD = 2/rf—1 f— - O,25Y^^| for — >0,5

k 7 y oy

)( E 7

oy

(1)

(2)

M,o> = geometriske faktorer knyttet til sprekkens form og beliggenhet i platen. I en gjennomgående sprekk i en bred plate er M = o = 1 cr = spenningen i platen tett opp mot sprekkområdet. Spenningskonsentra­ sjoner. f.eks. p.g.a. tverrsnittsoverganger og sveisens profil skal regnes med, men ikke den konsentrasjonen som skyldes feilen (sprekken) selv. a = halve sprekklengden i en gjennomgående sprekk, halve sprekkvidden i en innesluttet feil eller sprekkdybden i en overflatefeil, Fig. 2 cry = materialets (sveisens) flytegrense

a) Gjennomgående feil

b) Innesluttet feil. [

Fig. 2. Symboler for sveisefeil.

d) Overflatefeil ved kilsveis.

I formlene er det innebygget en multiplikator som forstørrer CTOD 1 til 2 ganger, avhengig av forholdet cr/ay, sammenlignet med teoretisk beregnede verdier. Multiplikatoren skal forståes som en sikkerhetsfaktor.

405 Anta en innesluttet sveisefeil og følgende data, Fig 2: p = 6 mm a = 3 mm c = 50 mm a/c = 0,06 a/(a + p) = 0,333 platetykkelse B = 40 mm cry = 360 MPa cr = 0,75 -cry Kritisk CTOD = CTODc = 0,1 mm Er feilen akseptabel?

Svar: cr/ cry = 0,75, derfor gjelder ligning 2. Verdiene for ø og M er vist på Fig 3 og 4, avhengig av forholdet a/c og a/(a+p) ø = 1,02 M = 1,06 2

CTOD = 2J—| (0,75 - 0,25)--6--3- = 0,017 mm U4)2 J 220000

Feilen kan godtas siden CTODc = 0,1 mm

&

Fig. 3.

ø som funksjon av forholdet a/c

406

Vi har ikke tatt hensyn til sveisespenninger. Resultatet ovenfor er derfor bare riktig hvis sveisen er fullstendig utglødd. Er den i “som sveist” tilstand må vi sette cr= 360-0,75 + 360 = 630 MPa

cr er ikke bare en regnestørrelse. Fysisk sett kan spenninger opp til 3 ganger flytegrensen forekomme over små områder med høy grad av treaksialitet. x2 x

CTOD

1,06 r f 630 L02J V360 ~

’

A 360-3 J 220000 = 0,05 mm

Feilen er fortsatt akseptabel. Vi har forutsatt statisk belastning. Hvis konstruksjonen også er påkjent på utmatting, må først sprekkveksten i konstruksjonens levetid beregnes, s. 191. De endelige sprekkstørrelser a, c og p settes så inn i ligning (1) eller (2). Fremstillingen foran er forenklet, og praktisk bruk av elastisk-plastisk brudd­ mekanikk kan inneholde feller for den uerfarne. Det refereres til Ref. 2.

407

Bestemmelse av CTODc

I praksis bestemmes kritisk CTOD med bøyestaver skåret ut av plate med full materialtykkelse og med øvrige dimensjoner som vist på Fig. 5. Staven har et maskinert skår M, og i bunnen av skåret lages det en utmattingssprekk. Staven bøyes i en gigg og bøyekraften P registreres som en funksjon av sprekkåpningen V, Fig 6. Det er mulig å regne seg frem til CTOD verdien i bunnen av utmattingssprekker som en funksjon av V, P og stavgeometrien ved hjelp av bruddmekaniske formler. CTOD kan ikke måles direkte med tilstrekkelig nøyaktighet.

N = 0,065 W M = 0,25 til 0,45 W

a - 0,45 til 0,55 W

Fig. 5.

CTOD bøyestav av normal utførelse.

Etter avtale partene imellom kan W settes lik B og a lik 0,3W.

CTODc beregnes for verdier av V og P svarende til begynnende vekst av utmattingssprekken. Vekststart kan ikke observeres direkte i duktile materialer, men kan avleses med basis i diskontinuiteter og særtrekk i P-V kurven. Se Ref 1 og 3.

408

Fig. 6. Skårprofil av CTOD stav under bøyning, skjematisk. Sprekkåpningen V måles over to påskrudde målesko,

og CTOD beregnes som angitt i Ref. 1..

Referanser: 1. Almar-Næss, Stål, Tapir 1984

2.

BSI PD 6493:1991: Guidance on methods for assessing the acceptability of flaws in fusion welded structures.

3.

BSI BS 5762: Methods for crack opening displacement testing.

409

REFERANSER (1) Lawrence H. van Vlack, Elements of Materials Science, Addison-Wesley Publishing Company, Inc., 1979. (2) R. A. Higgins, Properties of engineering materials, Hodder and Stoughten, London 1977. (3) V.J. Colangelo and F.A. Heiser, Analysis of metallurgical failures, John Wiley and Sons, N.Y. 1974. (4) Carl H. Samans, Metallic Materials in Engineering, The Macmillan Com­ pany, 1963. (5) H. og S. Modin, Handbok i metallmikroskopering, Meritforlaget, Stock­ holm 1967. (6) R.E. Smallman, Modem Physical Metallurgy, Butterworth &Co, Limited, 1962. (7) J.D. Verhoeven, Fundamentals of physical metallurgy, John Wiley and Sons, N.Y. 1975. (8) P.B. Hirsch, The physics of metals, Cambridge University Press, Cam­ bridge 1975. (9) Frederick N. Rhines, Phase Diagrams in Metallurgy, McGraw-Hill Book Company Inc., 1956. (10) W. Rostoker og J.R. Dvorak, Interpretation of metallographic structures, Academic Press, London 1977. (11) Reed-Hill, Physical metallurgy principles, van Nostrand Co., N.Y. 1973. (12) W.D. Biggs, The Mechanical Behaviour of Engineering Materials, Pergamon Press, 1965. (13) Albert G. Guy, Elements of Physical Metallurgy, Addison-Wesley Publishing Company, Inc., 1974. (14) C.R. Barrett, W.D. Nix, A.S. Tetelman, The principles of engineering materials, Prentice-Hall, New Jersey 1973. (15) George Terence Meaden, Electric Resistance of Metals, Heywood Books, 1966.

410

(16) The Structure and Properties of Materials. I William G. Moffatt, George W. Pearsall, John Wulff, Structure. II Jere H. Brophy, Robert M. Rose, John Wulff, Thermodynamics of Structure. III H. Wayne-Hayden, William G. Moffatt, John Wulff, Mechanical Behavior. IV Leander F. Pease, Robert M. Rose, John Wulff, Electronic Properties. John Wiley & Sons. Inc., 1964. (17) P.G. Shewmon, Transfonnations in metals, McGraw-Hill Co., N.Y. 1969. (18) Joseph Pask, An atomistic approach to the nature and properties of materials, John Wiley and Sons, N.Y. 1967. (19) R.W.K. Honeycombe, The plastic deformation of metals, Edward Arnold, Cambridge 1975. (20) Sidney Avner, Introduction to Physical Metallurgy, McGraw-Hill Book Company, Inc., 1964. (21) Metallen nr. 2, Svenska Metallverken, 1965. (22) K. Strauss, Applied science in the casting of metals, Pergamon Press, Oxford 1970. (23) Frank A. McClintock, Ali S. Argon, Mechanical Behavior of Materials, Addison-Wesley Publishing Company, Inc., 1966. (24) Guy, Introduction to materials science, McGraw-Hill, Tokyo 1972. (25) E. Siebel, N. Ludwig, Handbuch der Werkstoffprufung, Band I und II, Springer Verlag, 1955. (26) Cedric W. Richards, Engineering Materials Science, Wadsworth Publishing Company, 1961. (27) DIN Taschenbuch, okt. 1957. (28) George E. Dieter, Mechanical Metallurgy, McGraw-Hill, Tokyo 1976. (29) ASTM STP645, 1978. (30) Neuber, Kerbspannungslehre, Springer 1937. (3 1) Peterson, Stress concentration design factors, Wiley 1953. (32) Frost, Marsh, Pook, Metal Fatigue, Claredon Press, Oxford 1974. (33) A. Almar-Næss, Korrosjon og korrosjonskontroll, Tapir, 1968. (34) Richard Hertzberg, Deformation and fracture mechanics of engineering materials, John Wiley and Sons, N.Y. 1976. (35) Francis Clauss, Engineers guide to high-temperature materials, AddisonWesley, Reading 1969. (36) Coutsouradis, Felix, Fischmeister, Harbraken, Lindblom, Speidel, High temperature alloys for gas turbines, Applied Science Publishers, London 1978.

Referanser 411

(37) Landskaya, Heat resistant and refractory steels, Trans. Techn, publication, Tel-Aviv 1979. (38) David Brock, Elementary engineering fracture mechanics, Noordhoff International Publishing, Leyden 1974. (39) Robert M. Brick, Alan W. Pense, Robert B. Gordon, Structure and properties of engineering materials, McGraw-Hill, N.Y. 1977. (40) Greven, Werkstoffkunde und Werkstoffpriifung fur technische Berufe, Handwerk und Technik, Hamburg 1976. (41) Atlas of Isothermal Transformation Diagrams, United States Steel Com­ pany, 1951. (42) Edgar C. Bain, Alloying Elements in Steel, American Society for Metals, 1961. (43) E. Nygren, G. Folke, S. Modin, Sandvikens Handbok vol 1, Jårnets og stålets metallografi, Sandviken Jernverks Aktiebolag, 1970. (44) F.B. Pickering, Physical metallurgy and the design of steels, Applied Science Publishers Ltd., London 1978. (45) K-E. Thelning, Steel and its heat treatment, Butterworth, 1974. (46) R. Wilson, Metallurgy and heat treatment of tool steels, McGraw-Hill, London 1975. (47) H. Morrogh, Nodulært Støpejern, Støperitidende nr. 8, 1956. (48) D. Peckner, I.M. Bernstein, Handbook of Stainless Steels, McGraw-Hill, N.Y. 1977. (49) Bruce Chalmers, Physical Metallurgy, John Wiley & Sons, Inc., 1959. (50) Metals Handbook, The American Society for Metals, 1974. (51) En bok om metaller, Astrup & Søn, 1957. (52) E. Bickel, Die Metallischen Werkstoffe des Maschinenbaues, SpringerVerlag, 1953. (53) Kurt Dies, Kupfer und Kupferlegierungen in der Technik, Springer, Berlin 1967. (54) L.F. Mondolfo, Aluminium alloys, Butterworth, London 1976. (55) D. Altenpohl, Aluminium und Aluminiumlegierungen, Springer, 1965. (56) Metallen nr. 4, Svenska Metallverken, 1964. (57) Utvalg av Norsk standard, del 2 og 3, Norges Standardiseringsforbund 1978. (58) J. Ruge, Handbuch der Schweisstechnik, Band I, Springer, 1980. (59) Werkstoff-Handbuch, Nichteisenmetalle, 2 aufl., VDI-Verlag GmbH, 1960. (60) E.C. Rollason, Metallurgy for engineers, Edward Arnold, 1973.

412

(61) (62) (63) (64) (65)

C.J. Smithells, Metals reference book, Butterworth, 1967. J.D. Gilchrist, Extraction Metallurgy, Pergamon Press, 1967. John D. Sharp, Elements of steelmaking practice, Pergamon Press, 1966. Metallnormcentralen, Sveriges Standardiseringskommisjon. Folke Johansson, Nils Winblad, Sandvikens Handbok del 2, Ståltillverkning, Sandviken Jernverks Aktiebolag, 1963. (66) C. Bodworth and H.B. Bell, Physical chemistry of iron and steel manufacture, Longman, London 1972.

(67) Institut for Metall forskning, Stockholm.

TILLEGG I Her er tatt med tabeller over noen legeringers sammensetning og mekaniske egenskaper. De fleste er hentet fra Norsk Standard og gjengis med tillatelse fra Norges Standardiseringsforbund. Utenlandsk standard og firmakataloger er benyttet hvor materialene ikke er dekket av Norsk Standard. Tabellene er ment å utfylle bokens tekst og er forkortet og reorganisert sammenlignet med kildene. For endelig konstruksjon og beregning må bare originale standardblad, bestillers forskrifter og fabrikantenes kataloger benyttes.

Tillegg I 415 UTDRAG AV NS 12 101, ALMINNELIGE KONSTRUKSJONSSTÅL AVPASSET

FOR SVEISING Analysekrav

Verdier i % (masse) Kvalitet

St 37-2 USt 37-2 RSt 37-2 St 37-3 St 44-2 St 44-3 St 52-3

Standard

Desoksi­ dasjon

NS 12120 NS12 122 NS12 123 NS 12 124 NS 12 142 NS 12 143 NS 12153

1)

C3>

Si

2) U R RR R RR RR

0,17 0,17 0,17 0.17 0,21 0,20 0,20

— — — — — — 0,55

Chargeanalyse

Stykkanalyse

maks

maks.

Mn

— — — — — 1,60

P

0,050 0,050 0,050 0,040 0,050 0,040 0,040

1) U = Utettet R = Halvtettet eller tettet RR = Tettet og finkornbehandlet.

2) Desoksidasjon ikke spesifisert.

N4'

S

0,05 0,009 0,050 0,007 0,050 0,009 — 0,040 0,050 0,009 — 0,040 0,040

C3>

Si

Mn

P

0,21 0,21 0,19 0,19 0,24 0,23 0,22

— — — — — — 0,60

— — — — — 1,70

0,065 0,065 0,060 0,050 0,060 0.050 0,050

S

0,065 0,010 0,065 0,009 0,060 0.010 — 0,050 0,060 0,010 — 0,050 0,050

3)

De oppgitte verdiene gjelder for godstykkelser t.o.m. 16 mm. For andre godstykkelser, se produktstandardene.

4)

Maksimumsverdien kan overskrides dersom fosforinnholdet for hver 0,001 % N overskridelse ligger 0,005 % P under den oppgitte maksimumsverdien

SAMMENLIGNING MELLOM STÅL IFØLGE NS 12 101 OG ANDRE

STANDARDER Oversikten er basert på tilnærmet likhet av vesentlige egenskaper, men

ikke nødvendigvis av alle detaljer. Kvalitet Grade

St 37-2 USt 37-2 RSt 37-2 St37-3U St 37-3N — St 44-2 St 44-3U St 44-3N — St 52-3U St 52-3N

Norsk Standard Norwegian Standard

Britisk Standard British Standard BS 4360 1979 1)

— NS NS NS NS NS — NS NS NS — NS NS

— — — — — 43 A 43B 43 C 43 D 50 B 50 C 50 D

12 12 12 12 12

120-00 122-00 123-00 124-00 124-01

12 142-00 12 143-00 12 143-01 12 153-00 12 153-01

Svensk Standard Swedish Standard SS 14 xx xx 1971-80

Stål 1311 Stål 1311 Stål 1312 Stål 1312 — Stål 1412 Stål 1412 Stål 1414 — Stål 2173 Stål 2174

N4)

ISO-630 1980

Euronorm 25 1972

Fe 310-0 Fe 360-A Fe 360-B Fe 360-B Fe 360-B Fe 360-C Fe 360-D Fe 430-A Fe 430-B Fe 430-C Fe 430-D Fe510-B Fe510-C Fe510-D

Fe 310-0 Fe 360-A — Fe 360-BFU Fe 360-BFN Fe 360-C Fe 360-D Fe 430-A Fe 430-B Fe 430-C Fe 430-D Fe510-B Fe510-C Fe510-D

Det norske Veritas Regler for skipsmaterialer, Del 2, avsnitt 1

— — NVA NVB NVD — NVA 27 S NVA 27 S NVD 27 S — NVA 36 NVD 36

CM

04

CM

O 04

o

CM CM

CM

CM

+

+

CM I

o

490630

345

265

335

255

co

cd

325

245

315

235

215

215

3) For prøvestaver med bredde mindre enn 10 mm gjelder betingelsene i avsnitt 8.4.1.4 og Fig. 1 i NS 12102.

355

275

n CD

Q|eiAB J9113

o o

....

8

00 CM 00 OM

00 CM

CM

CM CM CM CM

CM

CM

04

OM

CM

o

o

o

o

CM

I

1) 00 = varmforme t (U) 01 = normalisert (N) Dessuten gjelder også avsnitt 8.4.1.2 i NS 12102.

510680

410540

195

205

o o

2) Prøveresultatet er gjennomsnittsverdien av tre prøver. Bare en av prøvene kan ha et prøveresultat som er 30% lavere enn minimumsverdien på 23 eller 27 J.

00 CM

CM I

01 (N)

CD

00 CM

St 52-3 00 (U)

CO CD 7 F V CD

CO OM

01 (N)

v/ H V co CD

St 44-3 00 (U)

V

430580

Lf ø ø

+20

215

Lf 0 o

235

o

215

V F V rø

235

T < o


Leveringsti Istand

cm

Kvalitet

o

Slagseighet KV^) 3)

416

Tillegg I 417

UTDRAG AV NS 13205, ALMINNELIGE KONSTRUKSJONSSTÅL SOM IKKE ER AVPASSET FOR SVEISING Analysekrav

Verdier i % (Masse)

Kvalitet

C

3)

Stykkanalyse

Chargeanalyse

Desoksidasjon

Standard

P maks.

N1)

C

S maks.

maks.

N1>

p maks.

S maks.

maks.

St 50-2

NS 13 234

R

2)

0,050

0,050

0,009

—

0,060

0,060

0,010

St 60-2

NS 13 244

R

2)

0,050

0,050

0,009

—

0,060

0,060

0,010

St 70-2

NS 13 254

R

2)

0,050

0,050

0,009

—

0,060

0,060

0,010

1) Maksimumsverdien kan overskrides dersom fosforinnholdet for hver 0,001% N overskridelse ligger 0,005% P under den angitte maksimumsverdien. Nitrogeninnholdet skal likevel ikke overstige 0,012% N i chargeanalysen og 0,014% N i stykkanalysen.

2) Kvaliteter beregnet for blanktrekking vil normalt ha følgende karboninnhold St 50-2 ca. 0,30% C St 60-2 ca. 0,40% C St 70-2 ca. 0,50% C

3) R = Halvtettet eller tettet.

Mekaniske egenskaper

Kvalitet

Stand­ ard

Leveringstilstand

2) St 50-2

St 60-2

St 70-2

Forlengelse

Strekkfasthet Rm , N/mm2

Flytegrense

For tykkelser T i mm

For tykkelser T i mm

T ca 1 000

1) Fdrutsåtter anldpning vid låg temperatur och kan inte komma ifråga for detaljer som nitreras.

420

UTDRAG AV NS 13 201, SEIGHERDINGSSTÅL.

Godsty kkelse

Norsk Standard Betegnelse

Leveringstilstand

Flytegrense Rd (ReH)

over

t.o.m.

kp/mm2 (N/mm2) min.

16

100

28 (270)

mm* *

Strekkfasthet

Rm kp/mm2 (N/mm2 )

For­ lengelse A$

Kontrak­ sjon Z

min.

min.

21

—

Brinell­ hardhet

Slagseighet KCU ved + 20 °C kpm/cm2 fjoule/cm1)

Analyse

%

NS 13 236-00 Varmformet NS 13 236-01 Normalisert

50-65 (490-640)

(150-195) 183 maks.

NS 13 236- 02 Mykglødet

16

43 (420)

16

40

37 (360)

40

100

33(320)

16

100

34 (330)

NS 13 236-05 Seigherdet

63-78 (620-760) 59-74 (580-730) 55-70 (540-690)

17

40

(190-235)

5 (49)

19

45

(175-220)

5 (49)

20

50

(165-210)

5 (49)

17

-

(180-225)

71-86 (700-840) 67-82 (660-800) 63-78 (620-760)

14

35

(215-260)

3 (29)

16

40

(200-245)

3 (29)

17

45

(190-235)

3 (29)

14

-

(210-270)

c.

0,32 til 0,39%

NS 13 247-00 Varmformet NS 13 247-01 Norm alisert

60-75 (590-740)

NS 13 247-02 Mykglødet

207 maks.

16

49 (480)

16

40

42 (410)

40

100

38 (370)

16

100

39 (380)

70-90 (690-880)

16

58 (570)

85-100 (830-980)

11

25

(255-300)

16

40

50 (490)

13

35

(240-285)

40

100

46 (450)

80-95 (780-930) 75-90 (740-880)

14

40

(225-270)

NS 13 247-05 Seigherdet

C: 0,42 til 0,50%

NS 13 261-00 Varmformet NS 13 261-01 Normalisert

241 maks.

NS 13 261-02 Mykglødet NS 13 261-05 Seigherdet

NS 13 325-00 Varmformet NS 13 325-02 Mykglødet

C: 0,57 til 0,65%

212 maks. 16

70 (690)

16

40

60 (590)

40

100

47 (460)

90-110 (880-1 080) 80-95 (780-930) 70-85 (690-830)

100

160

42 (410)

65-80 (640-780)

NS 13 325-05 Seigherdet

C: 0,22 til 0,29 %

12

50

(270-330)

6 (59)

14

55

(240-285)

7 (69)

Cr 0,90 til 1,20%

15

60

(210-255)

7 (69)

Mo: 0,15 til 0,30%

16

65

(195-240)

6 (59)

Tabell fortsettes

Tillegg I 421

UTDRAG AV NS 13 201, SEIGHERDINGSSTÅL forts.

Godst /kkelse Norsk Standard Betegnelse

Leven ngstilstand

m m1 ) over

t.o.m.

Flytegrense RP., kp/mh? (N/mm2) min.

Strekkfasthet kp/mm2 (N/mm2

For­

lengelse

Kontrak­ sjon

A,

Z

min.

min.

NS 13 335-00 Varmformet NS 13 335-02 Mykglødet

Brinell­ hardhet

Slagseighet KCU ved +20°C kpm/cm’

kp/mm {N/mm2) min.

kp/mm2 (N/mm2)

11

45 (440)

75-90 (740-880)

12

35

30

36 (350)

60-80 (590-780)

14

45

11

70 (690) 65 (640) 55 (540)

98-130 (960-1 270) 90-120 (880-1 180) 80-110 (780-1 080)

8

35

9

40

C 0,12 til 0,17 %

10

40

Cr 1,40 til 1,70 %

70 (690) 65 (640) 55 (540)

98-130 (960-1 270) 90-120 (880-1 180) 80-110 (780-1 080)

8

35

Ni 1,40 til 1,70 %

9

40

10

40

85 (880) 80 (780) 70 (690)

120-145 (1 180-1 420) 110-135 (1 080-1 320) 100-130 (980-1 270)

7

30

C 0,14 til 0,19 %

8

35

Cr 1,50 til 1,80 %

8

35

Mo 0,25 til 0,35 %

11

85 (830)

120-145 (1 180-1 420)

7

30

Ni 1,40 til 1,70%

30

80 (780)

110-135 (1 080-1 320)

8

35

63

70 (690)

100-130 (980-1 270)

8

35

Diameter

Analyse

2)

NS 13 115-04

n

')

NS 13 124-00

1)

NS 13 124-03

1)

2)

NS 13 124-04

11

2)

30

63 2)

NS 13 124-05

217 maks.

11

30

63 NS 13 136-00

>)

NS 13 136-03

i)

2)

NS 13 136-04

>)

2)

11

30 63 2)

NS 13 136-05

229 maks.

Hardhetskrav etter avtale. Stålet skal være finkornbehandlet. Krav til kornstørrelse kan avtales.

C 0,12 til 0,18 %

d

c

b

DVM-Probe. Charpy-V-Probe. W illkurliche Bezeichnung einiger nicht genormter ultrafester Ståhle.

KONSTRUKSJONSSTÅL MED MEGET HØY FASTHET EFTER DIN. (58)

Tillegg I 423

424 UTDRAG AV MNC 880, VERKTYGSSTÅL. (64)

Se ellers s. 213-215.

Leveransformer

Stång, tråd, smide

Sammansåttning, hållfasthet

SIS stål1)

HB max

Cr % ca

Ni % ca

Mo % ca

W % ca

Co % ca

V % ca

Ståltyp

ca

Mn % ca

—

-

Kallarbetsstål

C % ca

Si %

18 80 02

195

1.0

0,20

0,30

-

-

-

-

20 92-022)

240

0,98

1,5

0,75

1,0

-

-

-

-

21 40-02

220

0,93

0,30

1,2

0,50

-

0,50

0,10

22 60-02

240

1,0

0,20

0,60

5,2

-

1,1

2310-02

260

1,6

0,30

0,45

12

-

0,80

-

23 12-02

280

2,1

0,30

0,75

13

-

-

1,3

25 50-02

260

0,56

0,30

0,40

1,0

3,0

0,30

27 10—02

245

0,49

0,90

0,30

1,2

—

0,25

23

22 42-02

220

0,39

1,0

0,45

5,3

—

1,4

-

1.0

Varmarbetsstål

27 22-02

260

0,86

0,30

0,30

4,0

-

5,0

6,5

1,9

Snabbstål

27 23-02

300

0,88

0,30

0,30

4,0

-

5,0

6,5

5,0

1,9

27 24-02

260

0,88

0,30

0,30

4,0

3,2

6,5

-

2,0

27 82-02

260

1,0

0,30

0,30

4,0

8,7

1,8

-

2,1

-

0,20 0,85

-

-

-

—

0,15

Kall- och varmarbetsstål

11 Tillståndssiffran -02 anger mjukglddgat tillstånd

D

SIS 14 20 92 år en specialnorm dårfor att stål enligt denna norm i regel kan ersåttas av det internationellt gångbara stålet 21 40 enligt SIS 14 21 40

Tillegg I 425 SINTE RHÅRDMET ALLER (59)

Kjemisk sammensetning og mekaniske egenskaper

Hovedgrupper P, M og K for verktøy til av­ sponing

Hårdmetall egen­ skaper

x)

P

M

K

WC-TiC-TaC-Colegering for stål, støpestål, aduserjern

1

WC-(TiC)-TaC-Colegering for stål, støpejern, ikk e-j e mm et aller

fx)|

WC-Co-legering med eller uten tilsettkarbider for grått støpejern, ikke-jernmetaller, lavfaste stål, herdede stål, ikke-metaller

x)

2

2 1

1 I

1

T

1 1 1

2

Midlere sammensetning TiC + Co WC TaC ca. % ca. % ca. %

Hårdhet HV 30 ca.

64 43 33 18 28 14 20 8 12 15

6 6 5 5 9 10 9 10 13 17

Rest » » » » » » » » »

1800 1750 1750 1700 1600 1500 1450 1450 1400 1300

750 900 1000 1100 1300 1500 1750 1750 1900 2100

10 10 10 6

6 8 9 15

Rest » » »

1700 1550 1450 1300

1350 1600 1800 2100

54

4 3 2 2 2

4 6 6 6 9 12

Rest » » » » »

1800 1750 1650 1550 1400 1300

1200 1350 1500 1700 1900 2100

63 63 62 58 57

6 6 9 12 15 20 25 30

Rest » » » » » » »

1600 1550 1450 1300 1200 1100 1000 900

1500 1700 1900 2100 2400 2600 2700 2700

xx)

G

WC-C o-legering for verktøy til plastisk forming

1

2 med noe TaC

x) Pil 1 antyder økende hårdhet, slitestyrke og skjærehastighet. Pil 2 antyder økende seighet og matehastighet. xx) Pil 1 antyder økende slitestyrke, pil 2 antyder økende seighet.

Bøyefasthet ca.

Elastisitetsmodul ca.

MPa

MPa • 104

46

53 54 55 56 56 52

58 57

63 62 57 54 50 47 44

426 UTDRAG AV NS 11 640 - NS 11 660, STØPESTÅL.

Mekaniske egenskaper og kjemisk sammensetning. Verdier i parentes er veiledende.

Betegnelse

NS 11 640-02

Tilstand

Høytemperatur glødet

maks.

Betegnelse

NS 11645-02

Betegnelse

NS 11 650-02

Betegnelse

NS 11 660-02

Tilstand

Høytemperatur glødet

Tilstand

Høytemperatur glødet

Tilstand

Høytemperatur glødet

Brinell­ hardhet2) HB

Slag­ seighet1) KV ved0“C J min.

45

-

30

-

115-155

(30)

Flyte­ grense') ReL

Strekkfasthet') Rm

Forlen­ gelse A5

Kontrak­ sjon Z

N/mm: min.

N/mm;

% min.

% min.

Prøvestav4)

220')

400

25

Støpegods

(220)

(400)

-

Produktform

C

Si

Mn

P

S

Cr

Cu

0,18

0,60

1,10

0,035

0,030

0,3

0,3

Brinell­ hardhet1) HB

Slag­ seighet1) KV ved 23 ± 5°C J min.

31

-

25

-

131-179

Flyte­ grense') ReL

Strekk­ fasthet1) Rm

Forlen­ gelse A5

Kontrak­ sjon Z

N/mm-’ min.

N/mm-'

% min.

% min.

Prøvestav4)

230

450-600

22

Støpegods

(230)

(450-600)

-

Produktform

C maks.

Si

Mn

P maks.

s maks.

0,25

(0,5)

(0,7)

0,040

0,040

Flyte­ grense1) ReL N/mm-' min.

Strekk­ fasthet1) Rm N/mm ’

Forlen­ gelse A5 % min.

Kontrak­ sjon Z % min.

Slag­ seighet') KV ved 23-5 C J min

Prøvestav4)

260

520-670

18

25

22

Støpegods

(260)

(520-670)

-

-

149-201

(22)

Forlen­ gelse A5 % min

Kontrak­ sjon Z

Brinell­ hardhet ) HB

Slag­ seighet ) KV ved 23-5 C J

15

21

Produktform

C maks.

Si

Mn

P maks.

S maks.

(0,3)

(0.5)

(0,7)

0,040

0.040

Flyte­ grense') ReL N/mm; min.

Strekk­ fasthet') Rm N/mm2

Prøvestav4)

300

570-720

Støpegods

(300)

(570-720)

Produktform

Brinell­ hardhet-’) HB

% min.

-

c

Si

Mn

P

S

(0,5)

(0.5)

(0,7)

0,040

0,040

mm -

163-217

-

Tillegg I 427 GRÅTT STØPEJERN EFTER NS 722.

Fasthetsklasser og anvendelse.

Klasse­ Strekkfasthet Hårdhet betegnelse HB Rm, MPa min. maks.

-

Anvendelse

SjG-00

-

SjG-10

-

180

SjG-15

147

-

Tynt støpegods og lett bearbeidbart maskingods.

SjG-20

196

-

Vanlig maskingods hvor det stilles moderate krav til strekkfasthet, men ønskes forholdsvis god bearbeidbarhet.

SjG-25

245

-

Maskin- og motorgods (forbrenningsmotorer) med middels store krav til strekkfastheten.

SjG-3O

294

-

Maskin- og motorgods med store krav til strekkfastheten.

SjG-35

343

-

Grovt maskin- og motorgods når kravene til strekkfasthet er meget høye.

SjG-40

392

-

Høyt belastede konstruksjoner og enkle konstruksjonsdeler med stor godstykkelse som f.eks. høytrykksylindre, verktøymaskindeler o.l.

Brukes hvor vekthensynet er avgjørende og styrkehensynet kan settes ut av betraktning, f.eks. for motvekter, fundamenter, båtkjøler o.l.

Brukes hvor hensynet til bearbeidbarhet kommer i første rekke.

LA

Z2 +1 To co

r-H O O co -U+ |

kp/mm2

HB

Utmatningsfasthet

Brinell-hardhet

=

1)1)

Liten

Liten

Liten

Liten

sveises

god

med

tisk

­ tisk

­

perlit

Tilfreds­

Meget god

spesielle forholdsregler

Middels

God

stillende

Middels

God

tisk

ferrit

Meget god

God

­

God

|

­

tisk

perlit

CM

Kan

Meget

Meget god

­

perlit

tisk

ferrit

CM

CM

Sveisbarhet

Relativ dempningsevne (stål

Overflate-herdbarhet

tisk

tisk

CM

­

**

Slitefasthet

ferrit

ferrit-

0,28-0,29

230-300

Mt

Bearbeidbarhet

Minimum godstykkelse

Struktur

t a l l

co o

16500-18 500

1-2

CM

1,9

150maks. 140-180 170-230

o

Poissons

kp/mm2

'

Elastisitetsmodul

. ,

kpm/cm 2 r

mm

Slagseighet KCU ved nnor- n . 20 C, 2 U-skår

,

kp/mm2

CO T—

o

097-00?

CM

,

00 v—

CM CM

,

90-110 100-120

O CM

Bøyefasthet

O CM

100-120 | 110-130

°

o

80-90

b-

75-90

1

kp/mm2

h-

Trykkfasthet

cm

o o rse

CM

06-oz

.

CO CN +1

Kontraksjon

27±3 25±5 CO -H

oo ro e

49±7 32±4 20±5

5

% %

kp/mm2

kp/mm2 41 ± 3

NS 11 336 | NS 11 342 NS 11 350 NS 11 360 | NS 11 370

+I

li Mn P S Si maks. maks. maks. maks. maks. min. maks. min. maks. min. maks. Ti min. 0,20 + 4(C + N) Ti maks. 0,80 - 0,50 2,0 2,5 0,040 0,020 17,0 19,0 0,025 1,0 0,5 N maks. 0,025 0.25

1,0

0.040

1,0

0,030 12,0

14,0

-

1,0

-

-

-

-

0,17

0,25

1,0

1,0

0,040

0,030 16,0

18,0

1.25

2,5

NS 14240 Martensittisk/ Austenittisk

-

0,05

1.0

1.5

0,045

0,030 15,0

17.0

4,0

6,0

0,80

1,5

NS 14310 Ferritisk/ Austenittisk

-

0,10

1,0

2,0

0,045

0,030 24.0

27,0

4,5

7,0

1.3

1,8

NS 14325 Ferritisk/ Austenittisk

-

0,030 1,0

2,0

0,030

0,020 21.0

23,0

4.5

6,5

2,5

3,5

NS 14330 Austenittisk (Automatstål)

-

0,12

1,0

2,0

0,060

0.35

17,0

19,0

8,0

10,0

-

0,60

NS 14350 Austenittisk

-

0,05

1,0

2,0

0,045

0,030 17,0

19,0

8,0

11,0

-

-

NS 14355 Austenittisk

-

0,08

1.0

2,0

0,045

0,030 17,0

19,0

9,0

12,0

-

-

NS 14360 Austenittisk

-

0,030 1.0

2,0

0,045

0,030 17,0

19,0

9,0

12,0

-

-

NS 14450 Austenittisk

-

0,05

1,0

2,0

0,045

0,030 16,0

18,5

10,5

14,0

2,5

3,0

NS 14455 Austenittisk

-

0,030 1,0

2,0

0,045

0,030 16,0

18,5

11,0

14,0

2,0

2,5

NS 14460 Austenittisk

-

0,030 1,0

2,0

0,045

0,030 16,0

18,5

11.5

14,5

2,5

3,0

NS 14480 Austenittisk (Varmefast)

-

0,08

1,5

2,0

0,045

0,030 24,0

26,0

19,0

22,0

NS 14485 Austenittisk

-

0,025 1,0

2.0

0,040

0,030 19,0

21,0

24,0

26,0

NS 14230 Martensittisk

Ti min. = 5xC Ti maks. = 0,80

-

4,0

N min. = 0,08 N maks. = 0,20

5,0

Cu min. = 1,2 maks. = 2,0

1) Tabellen gjelder kun for plastisk bearbeidbart stål.

Sammenligning mellom norsk standard og utenlandske standarder. Stålkvaliteter

W.nr.

NS NS NS NS NS NS NS NS NS NS NS NS NS NS NS

14115 14210 14230 14240 14310 14325 14330 14350 14355 14360 14450 14455 14460 14480 14485

1.4021 1.4057 1.4418 1.4460 1.4462 1.4305 1.4301 1.4541 1.4306 1.4436 1.4404 1.4435 1.4841 1.4539

DIN 17440 Entwurf 1982

Amerikansk

Internasjonal Britisk

Tysk

Norsk

Andre

X20 Cr13 X20 CrNi 17 2

ISO 683/13 1974

BS970 Part 4 1970

Steel 4 Steel 9b

420S37 431S29

X4 CrNiMo 16 5 X8 CrNiMo 27 5 X2 CrNiMo N 22 5

X15 CrNiSi 25 20 X2 NiCrMoCu 25 20 5

UNS S 43100 (AISI 431)

UNS S 32900 (AISI 329) Steel Steel Steel Steel Steel Steel Steel

X10 CrNiS 18 9 X5 CrNi 18 10 X6 CrNiTi 18 10 X2 CrNi 19 11 X5 CrNiMo 17 133 X2 CrNiMo 17 132 X2 CrNiMo 18 143

5) 6)

17 11 15 10 20a 19 19a

303S21 304S15 321S12 304S12 316S16 316S12 316S12

UNS UNS UNS UNS UNS UNS UNS UNS UNS

S S S S S S S S N

30300 30400 32100 30403 31600 31603 31603 31008 8904

(AISI (AISI (AISI (AISI (AISI (AISI (AISI (AISI

303) 304) 321) 304L) 316) 316L) 316L) 310S)

430 UTDRAG AV NS 14 001, RUSTFRITT STÅL

Mekaniske egenskaper ved romtemperatur

Leveringstilstand

Flytegrense Strekkfasthet Forlengelse Kontraksjon Slagseighet

Godstykkelse

Standard

4)

3)

2)

mm tom

^p0.2 Apl.O N/mm2 M/mm2 min. mm.

N/mm2

Aj o//o min.

Hardhet

A,o o//o min.

HB

% min.

KV J min

maks. (210)

Z

★

02

10

340

-

440-640

25

18

-

-

NS 14210 Glødet

02

2

-

-

740 maks.

-

-

-

-

(245)

NS 14230 Glødet

02

-

-

-

-

-

-

-

(270)

NS 14115

NS 14240 Seigherdet 04

100

620

660

830-1030

15

-

40

60

(260-320)

NS 14310

02

-

450

-

600-800

20

15

-

25

(260)

NS 14325

02

30

480

-

680-880

25

-

-

-

(290)

NS 14330 Austenitt-

02

100

210

-

490-780

35

-

-

-

(220)

NS 14350 glødet

02

30

210

240

490-690

45

38

-

-

(200)

NS 14355

02

30

210

240

490-690

40

33

-

-

(210)

NS 14360

02

30

190

220

460-640

45

38

-

-

(190)

NS 14450

02

30

220

250

490-690

45

38

-

-

(200)

NS 14455

02

30

210

240

490-690

45

38

-

-

(200)

NS 14460

02

30

210

240

490-690

45

38

-

-

(200)

NS 14480

02

2

-

-

780 maks.

-

-

-

-

-

NS 14485

02

50

220

250

550-750

35

-

-

-

(220)

★ Austenittglødet

1) Egenskapene er oppgitt for plater bortsett fra NS 14230, NS 14310 og NS 14330, hvor verdiene gjelder for stenger. 2) Hvis ikke annet er avtalt, bestemmes Rpo.2 3) Normalt bestemmes A5 på prøvestaver hvor målelengden er minst 25 mm.

4) Verdiene i parentes er ikke bindende.

Tillegg I 431 KORROSJONSBESTANDIGE OG HERDBARE KROM-NIKKEL STÅL. (48) TABLE 5

Nominal Chemistry of Selected Martensitic Precipitation-hardenable Stainless Steels

Si

Mn

C

Grade

Cr

Ni

Mo

Cu

Al

Cb

Ti

Moderate Strength

17-4PH* 15-5PH* Custom 4501 Stainless W|

0.04 0.04 0.03 0.06

0.30 0.30 0.25 0.50

16.0 15.0 15.0 16.75

0.60 0.40 0.25 0.50

4.2 4.5 6.0 6.25

3.4 3.4 1.5

0.8

0.25 0.25 0.3

0.8

0.2

High Strength

PH 13-8Mo* Custom 4551

0.04 0.03

0.03 0.25

12.7 11.75

0.03 0.25

8.2 8.5

2.2

1.1 2.5

0.3

1.2

*17-4PH 13-8Mo, and 15-5PH are registered trademarks of the Armco Steel Corporation. f Custom 450 and Custom 455 are trademarks of the Carpenter Technology Corporation. IStainless W is a trademark of the United States Steel Corporation. TABLE 6

Typical Mechanical Propertles of Selected Precipitation-hardenable Stainless Steels

Ultimate tensile strength

0.2% yield strength Name

Condition

ksi

Form

MPa

ksi

MPa

Elongation in 2 in. (50.8 mm) or 4D, %

Reduction of area, %

Hardness, R,

14 14 14 10

54 54 60

42 42 42 42

12 10

50 45

47 49

Moderate Strength

17-4PH 15-5PH Custom 450 Stainless W

Bar Bar Bar Bar

H-925 H-925 H-900 H-950

175 175 184 180

1207 1207 1269 1241

190 190 196 195

1310 1310 1351 1345

High Strength

PH 13-8Mo Custom 455

H-950 H-900

TABLE 1

Bar Bar

210 235

1448 1620

225 245

1551 1689

Nominal Chemistry of Selected Semiaustenitic Precipitation-hardenable Stainless Steels

Grade

17-7PH* PH 15-7Mo* PH 14-8Mof AM-350J AM-355J

C

Mn

Si

Cr

Ni

Mo

0.07 0.07 0.04 0.10 0.13

0.50 0.50 0.02 0.75 0.85

0.30 0.30 0.02 0.35 0.35

17.0 15.2 15.1 16.5 15.5

7.1 7.1 8.2 4.25 4.25

2.2 2.2 2.75 2.75

Al

N

1.2 1.2 1.2

0.04 0.04 0.005 0.10 0.12

*17-7PH and PH 15-7Mo are registered trademarks of the Armco Steel Corporation, f PH 14-8Mo is a trademark of the Armco Steel Corporation. {AM 350 and AM 355 are trademarks of the Allegheny Ludlum Steel Corporation.

TABLE 2 Steels

Typical Mechanical Propertles of Selected Semiaustenitic Precipitation-hardenable Stainless

0.2% yield strength

Ultimate tensile strength

Grade

Condition

Form

ksi

MPa

ksi

MPa

Elongation in 2 in. (50.8 mm), %

17-7PH PH 15-7Mo PH 15-7Mo PH 14-8Mo AM-350 AM-355

TH-1050 RH-950 CH-900 S RH-950 SCT-850 SCT-850

Sheet Sheet Sheet Sheet Sheet Sheet

185 225 260 215 175 181

1276 1551 1793 1482 1207 1248

200 240 265 2.30 206 219

1379 1655 1827 1586 1420 1510

9 6 2 6 12 13

Hardness, R< 43 48 49 48 46 48

432 SIGEFASTHET AV RUSTFRITT STÅL. (48)

TABLE 8 Average Stress, ksi (MN/m2), to Produce 1% Elongatlon In 10,000 h for General Austenitic Stainless Steels5

Temperature, °F (°C) Grade 301 302 302B 303 304/304L 305 309 310 314 316/316L 317 321 347/348

TABLE 20 Steels10

1100(593)

1200 (649)

1300 (704)

1500 (816)

19(131) 20(137.9)

12.5 (86.2) 12.5 (86.2)

16.5(113.8) 20(137.9) 19(131) 16.5 (113.8) 33 (227.5) 20(137.9) 25(172.4) 23(158.6) 18(124.1) 32(220.6)

11.5 (79.3) 12(82.7) 12.5(86.2) 12.5 (86.2) 23(158.6) 13(89.6) 17.4 (120) 16.8 (115.8) 17(117.2) 23(158.6)

8(55.2) 7.5 (51.7) 7(48.3) 6.5 (44.8) 7.5 (51.7) 8(55.2) 10(69) 15(103.4) 7.5 (51.7) 11.6 (80) 11.2 (77.2) 9(62.1) 16(110.3)

4.5 (31) 4.3 (29.6) 4.5 (31) 3.5 (24.1) 4(27.6) 45 (31) 6(41.4) 10 (69) 5(34.5) 7.5(51.7) 6.9 (47.6) 5 (34.5) 10(69)

1.8(12.4) 1.5(10.3) 1 (6.9) 0.7 (4.8) 1.5(10.3) 2(13.8) 3 (20.7) 3(20.7) 25(17.2) 2.4 (16.5) 2(13.8) 1.5(10.3) 2(13.8)

1000 (538)

Creep Properties of Certaln Semlaustenitic Precipltatlon-hardenable Stainless

Temperature Alloy

Condition

°F

°C

Stress, ksi (MN/m2), to produce a creep rate of 0.001%/h

0.0001%/h

AM-350

SCT

800

426

107 (737.8)

17-7PH

TH-1050

600 700 800 900

316 371 426 482

135 (930.8) 105 (724) 60 (413.7) 23(158.6)

125 (861.9) 100 (689.5) 45 (310.3)

17-7PH

RH-950

600 700 800 900

316 371 426 482

105 (724) 60(413.7) 31 (213.7) 12.5 (86.2)

126 (868.8) 87 (599.9) 36 (248.2) 14 (96.5)

PH15-7Mo

RH-950

600 700 800 900

316 371 426 482

131.5 (906.7) 120.5 (830.8) 95 (655) 36 (248.2)

150 (1034.3) 142 (979.1) 109(751.6) 40.5 (279.2)

UTDRAG AV NS 16 001 OG 16 501. KJEMISK SAMMENSETNING AV KOBBER OG KOBBERLEGERINGER.

Tillegg I 433 c N

CM

5)

CM O O 0J

£ co c NI D (D

o o _ — — < < DD (DO


co

0.5-2.5 (430- 540) (500-600) (44-55) (51-61) (500-600) (430-540) (2,51-10 (51-61) (44-55)

(10-20)

145-185

(ca. 410) (ca. 42)

A5

(ca. 30)

(ca. 100)

(ca. 150) (ca. 15)

(ca. 410) (ca. 42)

a5

(ca. 30)

(ca. 100)

(ca. 150) (ca. 1 5)

(ca. 410) (ca. 42)

«5

(ca. 30)

(ca. 100)

NS 16 135 00

Varmformet

5 -

(ca. 150) (ca. 15)

Kanttråd Kantstang

NS 16 135-00

Varmformet

5

Rundstang

NS 16 135-00

Varmformet

5 -

Plater41 inklusive bånd og skinner fra plater Kantstang

Godstykkelse1)

Flyte­ grense RpO’2123|

mm

N/mm3 ' (kp/mm3)

NS 16 220-00

Varmformet

2,5-

NS 16 220-00

Varmformet

5-

NS 16 220-185’ Kaldformet

HV

Ab

Trukne bånd og skinner

Tilstand

%

145-185

NS 16 135-20

Betegnelse

Vickershardhet3)

(5-15)

Plater (inklusive bånd og skinner fra plater)

Produkt­ former

Forlengelse3^

Strekk­ fasthet R ) m ,3) N/mm (kp/mm3)

140—(200) 340-(440) (14-20) (35-45)

(ca. 180) (ca. 18)

5-10 (280-490) (29-50) (220-440) (101-25 (22-45) (180-410) (25) —50 (18-42)

(ca. 390) (ca. 40) 410-540 (42-55) (390-510) (40-52) (370-490) (38-50)

A50 mm

— 21 forlengelse '

%

Vickershardhet hv!>

A5

30-(55)

(80-110)

A5

(ca.40)

(ca. 100)

A5

10-140) (120-155)

A5

(15-45)

110-145

A5

(20-50)

100-135

442 UTDRAG AV NS 16 304 - 16 355, PLASTISK BEARBEIDEDE KOBBERLEGERINGER. Mekaniske egenskaper av kobber-tinn legeringer. Produktformer

Betegnelse

Tilstand

Godstykkelse F lytegrense Strekkfasthet RP0,2^ R 2) 1) Mm N/mm2 3* N/mm2' 1 (kp/mm2) (kp/mm2 )

Forlengelse ' %

0,2-0,5 (0,51-1,5 (1,5)-2,5 (2,5)-

(100-200) (290-370) (10-20) (30-38)

NS 16 304-18 Kaldformet

0,1-0,5 (0,51-1,5 (1,51-2

(340-440) 410-490 (35-45) (42-50)

A100

NS 16 304-20 Kaldformet

0,1-0,5 (0,51-1,5 (1,51-2

(440-530) 490-570 (44-54) (50-58)

A100

0,1-0,5 (0,51-1,5 (1,51-2

(510-610) 570-650 (52-62) (58-66)

A100

0,1-0,5 (0,51-1,5 (1,51-2

(570-670) 620-710 (58-68) (63-72)

A100

NS 16 304-24 Kaldformet

Produktformer

Betegnelse

Tilstand

A100 A50

A50

A5

A50

A5

A50 A5

A50 A5

A50

A5

Godstykkelse F lytegrense Strekkfasthet RpO.22’) R (134-151)

HRC HR30N HR15N

40 min. 60 min. 80 min.

15 t

Betegnelse

Godstykkelse1 *

Strekkfasthet Rm2* N/mm’3’

mm

(kp/mm21

Tilstand

NS 16 355-54 Innherdet NS 16 355-63 Innherdet og kald­ formet

410-5S0 (42- 60) -9,53

(9,531-25,4

(25,4)-

Innherdet NS 16 355-56 og varm­ utherdet Innherdet kald­ formet og NS 16 355-68 varmut­ herdet

-9,53

(9,53)-25,4

(25,4)—

Forlengelse4'

%

Rockwell­ hardhet5 )

HRB-

45-85

660-900 (67-92) 620-830 (63-85) 590-790 (60-81)

HRB

92-103

HRB

91-102

HRB

88-101

1140-1310 (116-134)

HRC

36-40

HRC

39-45

HRC

38-44

HRC

37-43

1270-1480 (130-151) 1250-1450 (127-148) 1210-1410 (123-144)

Korn­ størrelse jllm maks.

35 45 60

1140-131061 (116-134)

Innherdet NS 16 355-56 og varmut­ herdet

Produkt­ former

410-540 (42-55)

Cl 1 4)' Forlengelse %

51

Bøyeradius ved gods­ tykkelse t

Korn­ størrelse

maks.

444 UTDRAG AV NS 16 001, PLASTISK BEARBEIDEDE KOBBER OG

KOBBERLEGERINGER.

Temperaturer for varm forming og varmebehandling.

Tabell 8 Norsk Standard

Legering

NS 16 010

Cu-ETP12> Cu—FRHC12)

II '

I c II

Varmforming

Mykglødmg °C

Avspennings* gløding "C

750-900

300- 650

150- 200

NS NS NS NS NS

16 011 16013 16 015 16 030 16 032

Cu—OF 750-900 Cu-FRTP121 750-900 I 750-900 Cu-DHP 750-900 CuAg 0,1 12)31 CuAg 0,1 (OF) 750-900

300-650 300-650 350- 650 400-650 400-650

150-200 175-225 200-250 225-275 225-275

NS NS NS NS NS

16 106 16108 16 110 16 115 16 120

CuZnIO CuZn15 CuZn20 CuZn30 CuZn37

750-900 750-900 750-900 750-875 725-825

425-600 425-600 425-600 450-675 450-650

225-275 250- 300 250-300 275-325 275-325

NS NS NS NS NS NS

16125 16 130 16 135 16140 16145 16 150

CuZn43Pb1AI CuZn39Pb3 CuZn39Pb2 CuZn40Pb CuZn38Pb1 CuZn36Pb1

575-675 650-775 650-775 650-775 650-775 750-825

425-650 425-650 425-650 425-650 425-650 425-650

275-325 275-325 275-325 275-325 275-325 275-325

NS 16 210 CuZn20AI2 NS 16 220 CuZn38Sn1

775-875 650-800

450- 650 425-600

275-350 275-350

'NS 16 304 CuSn4 NS 16 306 CuSn6 NS 16 355 CuBe2CoNi

750-880 750-850 700-775

500-700 500-700

250- 300 250-300

NS NS NS NS

16 410 16 415 16 420 16 424

CuNilOFelMn I 850-950 CuNi30Mn1Fe 900-1000 850-950 CuNi18Zn20 CuNi12Zn24 800-900

*

i

625-750 650-800 600- 750 600-750

Innherding

Utherding

775-800

316 ± 3

300-350 325-375 275-325 300-350

3) Forutsettes oksygenholdig. 1

Bør varmes i hydrogenfn atmosfære da det foreligger risiko for hydrogensprøhet.

Tillegg I 445 UTDRAG AV NS 17 501, ALUMINIUM STØPELEGERINGER.

Kjemisk sammensetning. Betegnelse NS NS NS NS NS NS NS NS NS

17 17 17 17 17 17 17 17 17

510 512 520 525 530 532 535 550 552

NS 17 570

Al

Type AlSi 12 AIS, 12(Cu) AlSiWMg AlSi7Mg AlSi9Cu3 AISi9Cu3Zn AlSi7Cu3 AlMg5Si1 AlMg5 AlZn5Mg

Cr

Cu

Mg

Si

0,30 0,30

12 12 10 7

88 88 90 93 88 86 90 94 95 93

3 3 2.5

0,5

0.4

Ti

9 9 7 1

5 5 0.7

Zn

2

0,2

5.5

Mekaniske egenskaper. Flyte grense

Betegnelse

Leveringsform

Tilstand

°0,2 kp/mm2

min.

NS 17510-00 NS 17 510-01 NS 17 510 -02 NS NS NS NS

17 17 17 17

512 00 512 ■ 01 512 - 02 512 - 05

Strekk­ fasthet aB kp/mm min.

For­ lengelse *5 % min.

Brinell­ hardhet

HB

Blokker Sandstøpegods Kokillestøpegods

Ubehandlet Ubehandlet Ubehandlet

8 9

17 18

4 5

45 65 50 70

Blokker Sandstøpegods Kokillestøpegods Presstøpt prøvestav

Ubehandlet Ubehandlet Ubehandlet Ubehandlet

8 9 15

15 16 20

2 2 2

50- 70 55 75 60 80

Ubehandlet Innherdet og varmutherdet Innherdet og

20

24

1

75

105

22

26

1

80

110

20

24

1

75-105

NS 17 520 00

Blokker

NS 17 520 41

Sandstøpegods

NS 17 520 ■ 42

Kokillestøpegods

NS 17 525 00

Blokker

NS 17 525 - 41

Sandstøpegods

NS 17 525 - 42

Kokillestøpegods

22

26

1

80-110

NS 17 530 -00 NS 17 530 05

Blokker Presstøpt prøvestav

Ubehandlet Ubehandlet

18

25

1

70 • 100

NS 17 532 -00 NS 17 532 -05

Blokker Presstøpt prøvestav

Ubehandlet Ubehandlet

18

25

1

70 ■ 100

NS 17 535 -00 NS 17 535-01 NS 17 535 -02

Blokker Sandstøpegods Kokillestøpegods

Ubehandlet Ubehandlet Ubehandlet

10 11

15 17

2 2

60 70-

80 90

NS 17 550 -00 NS 17 550 -01 NS 17 550 -02

Blokker Sandstøpegods Kokillestøpegods

Ubehandlet Ubehandlet Ubehandlet

9 10

16 17

2 2

5555-

70 75

NS 17 552 ■ 00 NS 17 552-01 NS 17 552 -02

Blokker Sandstøpegods Kokillestøpegods

Ubehandlet Ubehandlet Ubehandlet

9 10

16 17

2 2

5555-

70 75

NS 17 570 00

Blokker Sandstøpegods

Ubehandlet Kaldutherdet

17

22

4

70-

90

NS 17 570-31

1 kp = 9,806 65 N

varmutherdet

Ubehandlet Innherdet og varmutherdet Innherdet og varmutherdet

446 UTDRAG AV NS 17 001, PLASTISK BEARBEIDEDE ALUMINIUMLEGERINGER.

Kjemisk sammensetning.

Betegnelse

Type

Al

Cu

Mg

Mn

Pb

Si

Zn

Merkefarger1)

NS 17 005

AI99.0

99,02)

fiolett-hvit

NS 17 010

A199.5

99,5-)

blå

NS 17 015

AI99.7

99,72)

brun-rød

NS 17 105

AICu4SiMg

rest

4,4

NS 17110

AICu4Pb2Mg1

rost

4,3

NS 17 205

AIMg2

rest

NS 17 210

AIMg2,5

rest

2,5

NS 17 215

AIMg4,5Mn

rest

4,5

NS 17 220

AIMg5

rest

4,9

NS 17 305

AlSilMg

rest

0,9

NS 17 310

AlMgSi

rest

0.6

NS 17 405

AIMn1

rest

NS 17 410

A!Zn4Mg1

rest

0,6

0,8

1,1

0,8 2,03)

rød-fiolett

0,9

rød-sort

2,0

grønn-fiolett grønn-hvit 0,8

grønn-grønn -fiolett grønn-sort

0,7

hvit

1,1 0,5

hvit-rød

fiolett

1.2

1,2

0,3

4,5

blå—Fiolett

’) Understrekede farger påføres med brede striper, de øvrige med smale striper. ’) Minimumsverdi. 3) Pb + Sn 4- Bi + Cd + Sb.

Sammenligning mellom Norsk Standard og utenlandske standarder.

NS

Beskrivende betegnelse

ISO

AA

BS

17 005 17010 17 015 17 105 17110 17 205 17 210 17 215 17 220 17 305 17 310 17 405 17 410

AI99.0 AI99.5 AI99.7 AICu4SiMg AICu4Pb2Mg1 AIMg2 AIMg2,5 AIMg4,5Mn AIMg5 AlSilMg AlMgSi AIMn1 AIZn4Mg1

Al 99,07) Al 99,57) Al 99,7') AI-Cu4SiMg7) Al-Mg2 Al-Mg2,57) AI-Mg4,5Mn Al-Mg5 Al-sn Mg7) AI-MgSi Al-Mn1 -

1200 1050 1070 2014

1.C 1.B — H15 N47) N8 N6 H30 H9 N3 -

') Full overensstemmelse med Norsk Standard.

5051 5052 5083 5056 6351 6063 3003 7005

DIN

Al 99 Al 99,5 Al 99,7 AlCuSiMn AlCuMgPb7) AIMg2 AIMg4,5Mn7) AIMg57) AlMgSil AIMgSiO,57) AlMn AIZnMgl7)

NF

SIS

A4 A5 A7 A-U4SG A-U4Pb A-G2 A-G2 A-G4MC A-G5 A-SGM A-GS A-M1 A-Z5G

14 40 107) 14 40 077) 14 40 05’) 14 43 38 14 43 35 — 14 41 20 14 41 40 14 41 46 14 42 12 14 41 04 14 4 0 547) 14 44 25

Tillegg I 447 UTDRAG AV NS 17 001, PLASTISK BEARBEIDEDE ALUMINIUMLEGERINGER.

3

o

og tråd

tStengcr

Plater og

NS

! bånd -------------

everir

Profiler

r~

Mekaniske egenskaper.

T ype

17 005

X

X

X

AI99.0

17010

X

X

X

AI99.5

— — — —

—

17 015

X

17 105

X —

AI99.7 X

17 110 17 205

—

X

X

17 215 —

X

17 305

— — —

*

X

X

—

17 --210 --

17 220 -- ---

X

X

X — —

x

X

X

X

X

X

AIMg5 —

X

17 405

X — — — X

X

AlSilMg —

— X X — —

AIMg2,5 —

AIMg4,5Mn ------- -

— —

X

AIMg2 —

X —

17310

17 410

AICu4Pb2Mg1

—

— .

AICu4SiMg

X

AlMgSi

AIMn1 X

AIZn4Mg1

Leveringstilstand

Mykglødet Varmbearbeidet Hardbearbeidet Mykglødet Varmbearbeidet Hardbearbeidet Mykglødet Hardbearbeidet Kaldutherdet Varmutherdet Innherdet og kaldutherdet Mykglødet Varmbearbeidet Hardbearbeidet Mykglødet Hardbearbeidet Mykglødet Varmbearbeidet Hardbearbeidet Mykglødet Varmbearbeidet Hardbearbeidet Mykglødet Varmbearbeidet Kaldutherdet Varmutherdet Kaldutherdet Varmutherdet Mykglødet Hardbearbeidet Mykglødet Kaldutherdet Varmutherdet

4) For tråd