許天旱， 何 松

(西安石油大學(xué) 材料科學(xué)與工程學(xué)院，西安 710065)

孿晶界對(duì)α鐵力學(xué)性能影響的模擬研究

許天旱， 何 松

(西安石油大學(xué) 材料科學(xué)與工程學(xué)院，西安 710065)

采用分子動(dòng)力學(xué)方法研究在單軸拉伸載荷下孿晶界間距和孿晶界與拉伸載荷角度對(duì)納米孿晶鐵力學(xué)行為的影響。結(jié)果表明：納米孿晶鐵的屈服強(qiáng)度隨著孿晶界間距的增大而增大，呈現(xiàn)反常的Hall-Petch關(guān)系；單晶鐵中出現(xiàn)變形孿晶，此時(shí)其塑性變形以變形孿晶為主；彈性模量隨孿晶界間距增大有輕微的增大；拉伸載荷與孿晶界不垂直時(shí)，屈服應(yīng)力降低，變形方式則以去孿晶為主。

分子動(dòng)力學(xué)模擬；力學(xué)性質(zhì)；納米孿晶Fe；孿晶界間距

金屬納米材料具有傳統(tǒng)材料所不具有的機(jī)械性質(zhì)、光電性質(zhì)、磁性質(zhì)和熱學(xué)性質(zhì)等，從而作為一種新型材料被廣泛地應(yīng)用于建筑材料、微電子材料和光學(xué)材料等領(lǐng)域，越來(lái)越多的學(xué)者開(kāi)始從事該研究[1-6]。對(duì)于最常見(jiàn)的金屬鐵也做了一定的研究[7-8]。金屬納米材料的優(yōu)異性能源自于其納米晶粒中的高密度晶界，而孿晶界作為一種特殊的晶界，與普通晶界有著類(lèi)似的強(qiáng)化作用，且孿晶結(jié)構(gòu)可使材料表現(xiàn)出良好的熱穩(wěn)定性和力學(xué)穩(wěn)定性；因此通過(guò)引入孿晶界獲得納米材料的高強(qiáng)度成為近來(lái)較為常見(jiàn)的方法，一個(gè)顯著的例子就是通過(guò)在細(xì)晶銅中引入高密度的生長(zhǎng)孿晶，使材料擁有較高的強(qiáng)度，同時(shí)還能保證良好的斷裂伸長(zhǎng)率[9-11]。用孿晶來(lái)增加材料強(qiáng)度已經(jīng)成為近來(lái)研究的熱點(diǎn)，研究孿晶界對(duì)金屬材料的形變影響顯得尤為重要。

實(shí)驗(yàn)上已經(jīng)實(shí)現(xiàn)了通過(guò)在鋼中引入孿晶密度梯度，使材料的強(qiáng)度得到明顯提高，而不損失其拉伸韌性[10]。大多納米孿晶金屬中孿晶界間距(Twin Boundary Spacing，TBS)符合Hall-Petch關(guān)系，通常TBS越小，材料的強(qiáng)度越大[13-14]。盧柯等[15-18]使用脈沖電沉積技術(shù)制備出了孿晶銅實(shí)驗(yàn)樣品，證明了孿晶結(jié)構(gòu)的引入能夠顯著地提高納米材料的機(jī)械性能，隨著TBS的減小，納米孿晶銅的強(qiáng)度逐漸提高，其極限拉伸強(qiáng)度可達(dá)到1.07 GPa。

理論模擬方面，通常用分子動(dòng)力學(xué)的方法來(lái)研究孿晶界對(duì)材料力學(xué)性能的影響。相關(guān)的研究表明，TBS是影響納米金屬材料力學(xué)性質(zhì)和變形行為的重要因素。Sansoz等[19]通過(guò)分子動(dòng)力學(xué)的方法對(duì)〈111〉取向的孿晶金納米線的形變機(jī)理進(jìn)行了研究，結(jié)果表明，納米線的強(qiáng)度和TBS成反比，且這一比例系數(shù)與納米線的直徑有關(guān)，直徑越小其比例系數(shù)越大。大量研究都表明孿晶的引入能夠強(qiáng)化金屬，表現(xiàn)為Hall-Petch關(guān)系，但有些情況下也會(huì)呈現(xiàn)出反Hall-Petch關(guān)系的現(xiàn)象。Deng等[20]就指出在一定范圍內(nèi)隨著TBS的減小，材料的強(qiáng)度隨之減小。Liu等[21]在多晶Ni中引入不同片層厚度的孿晶也發(fā)現(xiàn)了反Hall-Petch效應(yīng)。

雖然大量學(xué)者對(duì)納米孿晶材料進(jìn)行了研究，但是關(guān)于孿晶對(duì)納米金屬材料形變的影響仍沒(méi)有定論。人們對(duì)于孿晶的認(rèn)識(shí)主要基于面心立方結(jié)構(gòu)(fcc)金屬的研究，對(duì)于體心立方結(jié)構(gòu)(bcc)金屬的研究則相對(duì)較少。本工作采用分子動(dòng)力學(xué)模擬方法，對(duì)拉伸載荷下，孿晶界間距以及孿晶界與拉伸載荷不同角度對(duì)納米孿晶金屬鐵的變形影響機(jī)理進(jìn)行研究，探索TBS和拉伸載荷與孿晶界不同角度對(duì)納米孿晶金屬鐵力學(xué)性能影響的規(guī)律，為構(gòu)建高性能納米孿晶材料提供理論參考。

1 模擬方法和模擬過(guò)程

采用分子動(dòng)力學(xué)模擬的方法進(jìn)行計(jì)算機(jī)模擬，坐標(biāo)軸如圖1中所示，納米孿晶金屬鐵的初始構(gòu)型中原子按照理想的體心立方結(jié)構(gòu)排布，模型在XYZ方向分別為12.18 nm，2.01 nm，25 nm。按照孿晶界間距的不同建立四個(gè)納米孿晶鐵模型和一個(gè)單晶鐵模型。晶界的間距分別為1.66 nm，5.07 nm，6.77 nm和8.18 nm。原子模型中包含的原子數(shù)為51426個(gè)。以TBS為5.07 nm為例，圖1 給出其初始構(gòu)型，可以看出孿晶界面為等腰三角構(gòu)型，而非鏡面對(duì)稱(chēng)構(gòu)型，這符合Shi等的理論[22]，而孿晶界角度為109.47°，即基于重位點(diǎn)陣的Σ3{112}對(duì)稱(chēng)傾斜晶界[23]，在α-Fe〈110〉傾斜晶界中最穩(wěn)定，即體心立方常見(jiàn)的{112}〈111〉孿晶。通常在基體中加入共格孿晶界，與晶界類(lèi)似，會(huì)阻礙位錯(cuò)的運(yùn)動(dòng)，提高材料的強(qiáng)度，使屈服點(diǎn)升高。圖1中藍(lán)色代表bcc結(jié)構(gòu)原子，后面圖(圖5～7)中綠色代表fcc結(jié)構(gòu)原子，白色代表其他類(lèi)型的原子。(如果沒(méi)有特殊說(shuō)明, 下面所有的原子結(jié)構(gòu)圖都遵守該原則)。在模擬過(guò)程中，試樣的X方向采用周期性邊界件。

模擬計(jì)算研究采用Ackland等提出的鑲嵌原子勢(shì)函數(shù)[24]描述鐵原子間的相互作用，系統(tǒng)的勢(shì)能如(1)式所示：

U=∑iFi[∑j?(rij)]+∑ijV(rij)

(1)

式中：U為系統(tǒng)的總勢(shì)能；Fi為局部電子密度能量；∑j?(rij)為其它原子在原子i處的電子云密度之和；V(rij)為原子i和原子j之間的對(duì)勢(shì)函數(shù)，其中rij為原子i和原子j之間的距離。

時(shí)間步長(zhǎng)取為1 fs。在模擬時(shí)，首先在等溫和零壓條件下，讓初始構(gòu)型弛豫15 ps，使系統(tǒng)的能量達(dá)到最小值；在模型的Z方向上施加 0.1% 的拉伸應(yīng)變，而應(yīng)變的實(shí)現(xiàn)是通過(guò)固定兩端原子，拉伸一步對(duì)上下兩端的固定原子分別施加相應(yīng)大小和方向的位移，然后讓系統(tǒng)弛豫2000步，使原子回到平衡態(tài)。重復(fù)上述施加位移載荷、弛豫過(guò)程，使模型原子處于準(zhǔn)靜態(tài)受力狀態(tài)。研究不同TBS的納米孿晶鐵，在Z方向施加拉伸載荷的變形機(jī)理；研究相對(duì)于拉伸載荷的方向，對(duì)孿晶界施加不同旋轉(zhuǎn)角度的情況。在模擬中，采用Verlet蛙跳算法，通過(guò)公共近鄰分析方法[25]對(duì)變形前后的試樣結(jié)構(gòu)進(jìn)行分析，采用OVITO[26]軟件進(jìn)行原子結(jié)構(gòu)的觀察并作圖。

2 模擬結(jié)果及分析

在分子動(dòng)力學(xué)模擬之前，首先對(duì)模擬的系統(tǒng)進(jìn)行趨衡。在300 K下，對(duì)所有納米孿晶鐵進(jìn)行能量最小化，達(dá)到勢(shì)能最低狀態(tài)。模擬步長(zhǎng)定為1 fs，弛豫15000步。納米孿晶鐵的宏觀力學(xué)性質(zhì)可通過(guò)分析其應(yīng)力應(yīng)變曲線得到，圖2為300 K下不同TBS式樣沿Z軸拉伸的應(yīng)力應(yīng)變曲線。從圖2可以看出，在拉伸的初始階段都經(jīng)歷一個(gè)彈性變形過(guò)程，隨著應(yīng)變的進(jìn)一步增加，拉伸應(yīng)力線性上升至一峰值，這一峰值即為屈服點(diǎn)，屈服點(diǎn)所對(duì)應(yīng)的應(yīng)力即為屈服應(yīng)力，應(yīng)變?yōu)榍?yīng)變。之后應(yīng)力迅速下降進(jìn)入塑性變形區(qū)域，然后應(yīng)力呈波動(dòng)變化。彈性模量是應(yīng)力應(yīng)變曲線在線性階段的斜率，是反映固體材料抵抗形變能力的物理量。從圖2可以看出，隨著TBS的增大，彈性模量總體呈輕微的上升趨勢(shì)，但變化不是很顯著。同時(shí)也可以發(fā)現(xiàn)，隨著TBS增大，對(duì)彈性模量的影響呈下降趨勢(shì)。對(duì)于單晶鐵，其彈性模量與較大TBS的孿晶鐵相比沒(méi)有明顯的變化。這種彈性模量隨著TBS的增大輕微上升的現(xiàn)象能夠歸因于材料中孿晶界的存在。在拉伸載荷前金屬中的晶界或者孿晶界會(huì)導(dǎo)致材料輕微的塑性變形，從而降低材料的力學(xué)性能[27]。TBS越小，孿晶界密度越大，其彈性模量就越低。圖3中給出了材料彈性模量與TBS的關(guān)系，其中彈性模量通過(guò)前2%應(yīng)變算出，可以發(fā)現(xiàn)其彈性模量隨TBS的增大而提高。通常研究晶界對(duì)材料屈服強(qiáng)度的影響都借鑒Hall-Petch關(guān)系，Hall-Petch公式反映多晶體屈服強(qiáng)度與平均晶粒尺寸的關(guān)系，式(2)為Hall-Petch公式：

(2)

式中：σs多晶體屈服強(qiáng)度；σ0為晶內(nèi)對(duì)變形的阻力；K反映晶界對(duì)變形的影響系數(shù)；d為平均晶粒尺寸。

盡管變量并不是晶粒尺寸，而是孿晶界間距，但眾所周知，晶界間距越小，則晶粒尺寸也越小，因此借鑒公式(2)研究孿晶界間距對(duì)屈服強(qiáng)度的影響是可行的。對(duì)5種納米孿晶鐵的屈服應(yīng)力進(jìn)行比較發(fā)現(xiàn)，隨著TBS的減小，納米孿晶鐵的屈服應(yīng)力呈明顯的減小趨勢(shì)，如圖4 所示，且屈服應(yīng)力與TBS大致呈線性關(guān)系，擬合公式如下：

σs=13.21793+0.25548dTBS

(3)

式中：σs為屈服強(qiáng)度，GPa；dTBS為孿晶界間距，nm。

這與Hall-Petch公式(2)的趨勢(shì)明顯相反，即表現(xiàn)為反常的Hall-Petch關(guān)系。這說(shuō)明納米鐵的強(qiáng)化機(jī)制與普通粗晶材料不同，孿晶的加入起弱化作用，這是因?yàn)榧{米孿晶鐵的塑性變形由晶界行為控制[28]。圖4 中黑色虛線為單晶鐵的屈服應(yīng)力，不難看出，當(dāng)加入孿晶后其屈服應(yīng)力均低于單晶鐵。

圖5為在300 K下，TBS為6.77 nm的納米孿晶鐵在應(yīng)變?yōu)?.6%，7.1%，7.3%，12%時(shí)的原子結(jié)構(gòu)圖。從圖5可以看出，納米孿晶鐵在拉伸載荷下，當(dāng)應(yīng)變達(dá)到6.6%之前，模型處于彈性變形階段，對(duì)應(yīng)于圖2中的線性部分。當(dāng)應(yīng)變達(dá)到6.6%之后，如圖5(b)中晶界與孿晶界相交處產(chǎn)生傾斜于孿晶界的形變孿晶，形變孿晶的孿晶界與晶界相交處產(chǎn)生裂紋，并不斷向右擴(kuò)展，應(yīng)力迅速下降。隨著應(yīng)變的增大，傾斜于孿晶界的形變孿晶不斷擴(kuò)展，上下兩層孿晶界則分別向上和向下遷移。應(yīng)變繼續(xù)增大，形變孿晶繼續(xù)生長(zhǎng)。當(dāng)形變孿晶向下生長(zhǎng)與原孿晶界相交后，形變孿晶開(kāi)始長(zhǎng)大，孿晶界間距逐漸提高，最終形成垂直于原孿晶界的形變孿晶?？梢园l(fā)現(xiàn)在整個(gè)塑性變形過(guò)程中，形變孿晶的產(chǎn)生起到了至關(guān)重要的作用。

圖6為單晶鐵和TBS為8.18 nm模型的塑性變形的原子結(jié)構(gòu)圖，可以看出其塑性變形以孿生變形為主。單晶鐵的晶界處在應(yīng)變達(dá)到8.4%時(shí)孿晶胚開(kāi)始成核，這導(dǎo)致了應(yīng)力的突然下降。隨著應(yīng)變的增大孿晶不斷生長(zhǎng)，這里孿晶的生長(zhǎng)過(guò)程是由于1/6〈111〉不全位錯(cuò)首先在晶界處成核，之后沿著孿晶面滑移，一系列的1/6〈111〉不全位錯(cuò)的形核并在孿晶面上的滑移造成了孿晶的生長(zhǎng)，這與Sainath等[29]的模擬結(jié)果相同。且其孿生變形為{112}〈111〉孿生變形，在BCC金屬中孿生系與滑移系均{112}〈111〉，故在其變形開(kāi)動(dòng)時(shí)1/6〈111〉不全位錯(cuò)首先在{112}〈111〉滑移系內(nèi)開(kāi)始滑移。對(duì)比TBS為8.18 nm的模型可以發(fā)現(xiàn)，在應(yīng)變?yōu)?.9%時(shí)也發(fā)現(xiàn)了孿晶胚在晶界的形核和長(zhǎng)大，不同的是在加入孿晶后在其孿晶界處也產(chǎn)生變形孿晶，即孿晶界也成為了變形孿晶萌生的場(chǎng)所，故加入孿晶的模型更容易塑性變形，其屈服應(yīng)力較低。這也解釋了孿晶對(duì)模型強(qiáng)度的弱化作用。

對(duì)于模型所表現(xiàn)出的反常的Hall-Petch關(guān)系，可以通過(guò)對(duì)比不同TBS的模型來(lái)進(jìn)一步研究。圖7為相同應(yīng)變下TBS分別為1.66 nm和6.77 nm的模型在拉伸變形過(guò)程中的原子結(jié)構(gòu)圖。從圖7可以發(fā)現(xiàn)，納米孿晶鐵的塑性變形以孿晶界處產(chǎn)生的形變孿晶為主導(dǎo)。當(dāng)TBS較小為1.66 nm時(shí)，孿晶密度較大，相同模型大小所包含的孿晶界較多，可供形變孿晶生成的位置增多，形變孿晶就越容易產(chǎn)生，越有利于塑性變形，所以TBS越小，其屈服強(qiáng)度越低，表現(xiàn)為反常的Hall-Petch現(xiàn)象。

同時(shí)研究了拉伸載荷與孿晶界呈不同角度時(shí)對(duì)其變形行為的影響，分別將TBS為5.07 nm的模型旋轉(zhuǎn)22.5°，45°，67.5°，保持其大小比例不變，分別觀察在拉伸載荷下的力學(xué)行為。圖8為拉伸載荷與孿晶界呈不同角度時(shí)的應(yīng)力應(yīng)變曲線。從圖8中可以看出，拉伸方向與孿晶界垂直的模型與前面的結(jié)果相同，應(yīng)力線性增大到峰值后迅速下降，并在一個(gè)范圍內(nèi)波動(dòng)變化。拉伸載荷與孿晶界角度小于90°時(shí)，其應(yīng)力變化差別較大，可以看到其不再經(jīng)歷應(yīng)力線性上升過(guò)程，而是應(yīng)力波動(dòng)上升，且峰值較小，甚至從一開(kāi)始應(yīng)力就在一個(gè)很小的水平波動(dòng)。這是因?yàn)槔燧d荷與孿晶界垂直時(shí)孿晶界面上的分切應(yīng)力為0，孿晶界不易滑移?；频姆智袘?yīng)力為拉伸載荷在滑移方向的分力。施密特因子是衡量滑移是否容易進(jìn)行的物理量，施密特因子越大，滑移的分切應(yīng)力也就越大，滑移越容易進(jìn)行。綜合考慮滑移開(kāi)始的條件，經(jīng)計(jì)算得知，當(dāng)載荷與滑移面的角度為45°時(shí)，施密特因子最大，滑移最容易進(jìn)行，故其屈服應(yīng)力最小。從圖8還可以發(fā)現(xiàn)，旋轉(zhuǎn)后的納米孿晶鐵在應(yīng)變達(dá)到12%～15%之間時(shí)，應(yīng)力再一次上升，表現(xiàn)為硬化的過(guò)程。為了進(jìn)一步解釋這種現(xiàn)象，圖9給出了拉伸載荷與孿晶界面呈45°時(shí)的塑性變形過(guò)程。由圖9可以看出，其塑性變形過(guò)程是一個(gè)去孿晶的過(guò)程，首先其相鄰孿晶界向相反的方向遷移，其遷移過(guò)程靠1/6〈111〉不全位錯(cuò)不斷地在孿晶界上的滑移而實(shí)現(xiàn)[30]，如圖9(a)～(b)所示，1/6〈111〉不全位錯(cuò)滑移過(guò)整個(gè)孿晶面，孿晶界移動(dòng)一個(gè)原子層，隨著應(yīng)變?cè)龃?，孿晶界間距越來(lái)越小。孿晶端部與晶界相交處由于其非共格的排列使其比共格的孿晶面有更高的應(yīng)力集中，孿晶端部有更高的可動(dòng)性，隨著應(yīng)變的增大，孿晶端部從晶界處逐漸溶解到基體內(nèi)部并最終消失[31-32]，實(shí)現(xiàn)去孿晶過(guò)程，如圖9(c)～(d)所示。在去孿晶的過(guò)程中，模型中大部分原子重新取向，使得系統(tǒng)生成一個(gè)相對(duì)暫時(shí)穩(wěn)定的結(jié)構(gòu)，模型系統(tǒng)能壘升高，恢復(fù)了部分抵抗變形的能力，所以這里的應(yīng)力上升。

3 結(jié) 論

(1)納米孿晶鐵的力學(xué)性能表現(xiàn)為反常的Hall-Petch關(guān)系，此時(shí)其塑性變形以孿晶界處產(chǎn)生的變形孿晶為主導(dǎo)，而單晶鐵的塑性變形同樣以孿晶變形為主。

(2)孿晶的加入對(duì)鐵的彈性模量沒(méi)有明顯的影響，但是其彈性模量隨著孿晶界間距的增大有輕微的增大。

(3)將孿晶界旋轉(zhuǎn)一定角度后，由于其施密特因子增大，孿晶界處更易滑移，峰值應(yīng)力相應(yīng)降低，此時(shí)納米孿晶鐵的變形以孿晶界的遷移和去孿晶為主。

[1] GHAFFARIAN H，TAHERI A K，KANG K，etal．Molecular dynamics simulation study of the effect of temperature and grain size on the deformation behavior of polycrystalline cementite[J]．Scripta Materialia，2015，95：23-26．

[2] 成聰，陳尚達(dá)，吳勇芝，等．不同應(yīng)變率下納米多晶Cu/Ni薄膜變形行為的分子動(dòng)力學(xué)模擬[J]．材料工程，2015，43(3)：60-66．

(CHENG C，CHEN S D，WU Y Z，etal．Molecular dynamic simulations of deformation behaviors for nanocrystalline Cu/Ni films under different strain rates[J]．Journal of Materials Engineering, 2015，43(3)：60-66．)

[3] 蘇丹，竇秀明，丁琨，等．金納米顆粒光散射提高InAs單量子點(diǎn)熒光提取效率[J]．物理學(xué)報(bào)，2015，64(23)：198-203．

(SU D，DOU X M，DING K，etal．Extraction efficiency enhancement of single InAs quantum dot emission through light scattering on the Au nanoparticles [J]．Acta Physica Sinica，2015，64(23)：198-203．)

[4] 袁林，敬鵬，劉艷華，等．多晶銀納米線拉伸變形的分子動(dòng)力學(xué)模擬研究[J]．物理學(xué)報(bào)，2014，63(1)：268-273．

(YUAN L，JING P，LIU Y H，etal．Molecular dynamics simulation of polycrystal silver nanowires under tensile deformation[J]．Acta Physica Sinica，2014，63(1)：268-273．)

[5] 厲沙沙，李炯利，陳軍洲，等．塊體納米晶鋁的力學(xué)性能及變形機(jī)理[J]．航空材料學(xué)報(bào)，2015,35(3):13-17．

(LI S S，LI J L，CHEN J Z，etal．Mechanical property and fracture mechanism of nanocrystalline aluminum[J]． Journal of Aeronautical Material，2015,35(3):13-17．)

[6] 王海斗，董美伶，崔秀芳，等．不同厚度納米Ti薄膜的力學(xué)性能[J]．材料工程，2015，43(11):50-56．

(WANG H D，DONG M L，CUI X F，etal．Mechanical properties of nano Ti films with different thickness[J]．Journal of Materials Engineering，2015，43(11):50-56．)

[7] JEON J B，LEE B J，CHANG Y W．Molecular dynamics simulation study of the effect of grain size on the deformation behavior of nanocrystalline body-centered cubic iron[J]．Scripta Materialia，2011，64(6)：494-497．

[8] 王建偉，尚新春，呂國(guó)才．bcc-Fe空位濃度對(duì)輻照損傷影響的分子動(dòng)力學(xué)模擬[J]．材料工程，2011 (10)：15-18．

(WANG J W，SHANG X C，LYU G C．Molecular dynamics simulation of vacancy concentration on irradiation casades damage effects in bcc-Fe[J]．Journal of Materials Engineering，2011 (10)：15-18．)

[9] LU L，SHEN Y，CHEN X，etal．Ultrahigh strength and high electrical conductivity in copper[J]．Science，2004，304(5669)：422-426．

[10] LEI L，CHEN X．Revealing the maximum strength in nanotwinned copper[J]．Science，2009，323(5914)：607-610．

[11] DAO M，LU L，SHEN Y F，etal．Strength, strain-rate sensitivity and ductility of copper with nanoscale twins[J]．Acta Materialia，2006，54(20)：5421-5432．

[12] WEI Y，LI Y，ZHU L，etal．Evading the strength- ductility trade-off dilemma in steel through gradient hierarchical nanotwins[J]．Nature Communications，2014，5．doi:10.1038/ncomms4580.

[13] KONSTANTIN A，AFANASYEV，SANSOZ F．Strengthening in gold nanopillars with nanoscale twins[J]．Nano Letters， 2007，7(7)：2056-2062．

[14] WANG J，SANSOZ F，DENG C，etal．Strong Hall-Petch type behavior in the elastic strain limit of nanotwinned Gold nanowires[J]．Nano Letters，2015，15(6)：3865-3870．

[15] LU K，LU L，SURESH S．Strengthening materials by engineering coherent internal boundaries at the nanoscale[J]．Science，2009，324(5925)：349-352．

[16] LU K．Superplastic extensibility of nanocrystalline copper at room temperature[J]．Science，2000，287(5457)：1463-1466．

[17] SHEN Y F, LU L, LU Q H,etal. Tensile properties of copper with nano-scale twins[J]. Scripta Materialia, 2005, 52(10): 989-994.

[18] LU L, SCHWAIGER R, SHAN Z,etal. Nano-sized twins induce high rate sensitivity of flow stress in pure copper[J]. Acta Materialia, 2005, 53(7): 2169-2179.

[19] DENG C，SANSOZ F．Repulsive force of twin boundary on curved dislocations and its role on the yielding of twinned nanowires[J]．Scripta Materialia，2010，63(1)：50-53．

[20] DENG C，SANSOZ F．Size-dependent yield stress in twinned gold nanowires mediated by site-specific surface dislocation emission[J]．Applied Physics Letters，2009，95(9)：091914-1-091914-3．

[21] LIU H，ZHOU J．Plasticity in nanotwinned polycrystalline Ni nanowires under uniaxial compression[J]．Materials Letters，2016：179-182．

[22] SHI Z，SINGH C V．Competing twinning mechanisms in body-centered cubic metallic nanowires[J]．Scripta Materialia, 2016：214-217．

[23] 賀新福，楊文．α-Fe 中〈110〉傾斜晶界的分子動(dòng)力學(xué)研究[J].原子能科學(xué)技術(shù)，2011，45(8)：902-907．

(HE X F，YANG W．〈110〉 tilt grain boundaries in BCC Fe studied by molecular dynamics[J]．Atomic Energy Science and Techology，2011, 45(8)：902-907．)

[24] ACKLAND G J，MENDELEV M I，SROLOVITZ D J，etal．Development of an interatomic potential for phosphorus impurities in α-iron[J]．J Phys: Condens Matter, 2004：S2629-S2642．

[25] FAKEN D，JONSSON H．Systematic analysis of local atomic structure combined with 3D computer graphics[J]．Computational Materials Science，1994，2(2)：279-286．

[26] STUKOWSKI A．Visualization and analysis of atomistic simulation data with OVITO—the open visualization tool[J]．Modelling and Simulation in Materials Science and Engineering，2009，18(1)：015012．

[27] DENG C，SANSOZ F．Near-ideal strength in gold nanowires achieved through microstructural design[J]．Acs Nano，2009， 3(3)：3001-3008．

[28] 盧磊，陳先華，黃曉旭，等．納米孿晶純銅的極值強(qiáng)度及納米孿晶提高金屬材料綜合強(qiáng)韌性[J]．中國(guó)基礎(chǔ)科學(xué)，2010，12(1)：16-18．

(LU L，CHEN X H，HUANG X X，etal．Revealing the maximun strength in nanotwinned copper[J]．China Basic Science，2010，12(1)：16-18．)

[29] SAINATH G，CHOUDHARY B K．Orientation dependent deformation behaviour of BCC iron nanowires[J]．Computational Materials Science，2016，111：406-415．

[30] SAINATH G，CHOUDHARY B K，JAYAKUMAR T．Molecular dynamics simulation studies on the size dependent tensile deformation and fracture behaviour of body centred cubic iron nanowires[J]．Computational Materials Science，2015，104：76-83．

[31] HANG Y，MILLETT P C，TONKS M，etal．Deformation twins in nanocrystalline Body-Centered Cubic Mo as predicted bymolecular dynamics simulations[J]．Acta Materialia，2012，60(18)：6421-6428．

[32] HU S Y，HENAGER C H．Phase-field simulation of void migration in a temperature gradient[J]．Acta Materialia，2010，58(9)：3230-3237．

(責(zé)任編輯：徐永祥)

Simulation of Effect of Twin boundary on Mechanical Property of α-Fe

XU Tianhan， HE Song

(College of Materials Science and Engineering, Xi′an Shiyou University, Xi′an 710065, China)

The effects of twin boundary spacing and angle between loading axis and twin boundary on the mechanical behavior of nano-twinned Fe under the uniaxial tensile load were studied by molecular dynamic simulation. The results indicate that the yield stress of nano-twinned Fe increases with the increase of twin boundary spacing, showing a trend of inverse Hall-Petch relation. The deformation twin exhibits in the single crystal iron，which is predominant in the plastic deformation process. The elastic modulus of nano-twinned Fe increases slightly with the increase of twin boundary spacing. When the tensile load is not perpendicular to the twin boundary, the yield stress decreases and the deformation is mainly detwinning.

molecular dynamic simulation;mechanical property;nano-twinned Fe;twin boundary spacing

2016-08-03；

2016-08-26

國(guó)家自然科學(xué)基金(11572259)；陜西省青年科技新星支持計(jì)劃項(xiàng)目(2012KJXX-39)；西安石油大學(xué)材料加工工程重點(diǎn)學(xué)科資助課題(YS32030203)；教育部留學(xué)基金委(CSC)(201408615003)

許天旱(1971—)，男，博士，副教授，主要從事材料力學(xué)性能的研究，(E-mail) xutianhan@xsyu.edu.cn。

10.11868/j.issn.1005-5053.2016.000134

TG113.25

A

1005-5053(2017)01-0073-07