Microstructure and tensile properties of industrially prepared 7050 aluminum alloy thick plate
-
摘要: 采用OM、TEM观察、室温拉伸试验，研究工业化制备大截面7050铝合金厚板微观显微组织和力学性能.结果表明：板材表层、1/4厚度层和芯部处均存在部分粗大晶粒组织以及晶粒尺寸分布不均匀现象，其中芯部粗大晶粒的尺寸、数量以及晶粒尺寸不均匀程度均高于1/4厚度层和表层；合金时效后晶内的析出相主要为η’相、η相以及少量GPⅡ区，表层晶粒内的析出相密度大于1/4层和芯部，且1/4层和芯部粗棒状的η相含量较高；合金的强度、硬度以及延伸率在厚度方向上呈梯度分布，表层硬度、抗拉强度（σb）、屈服强度（σ0.2）和延伸率（δ）均最高，从表层到芯部，硬度、σb、σ0.2以及δ均逐渐减小.Abstract: The microstructure and tensile property of industrially prepared 7050 aluminum alloy thick plate were investigated by means of optical microscopy (OM), transmission electron microscopy (TEM) and tensile test. The distribution of grain size in the alloy was uneven, with parts of coarse grains. The size and quantity of coarse grains and the degree of grain size inhomogeneity in the central layer were higher than those in the surface and quarter layer. After the two-step aging, the main precipitation phases of the alloy were η phase, phase and a small amount of GPⅡ region. Discontinuous precipitation and precipitation free zone (PFZ) was found in the grain boundaries. The precipitation density in the surface layer was greater than that in the quarter and center layer. The gradient distribution of the hardness and tensile properties along with the thickness direction were found. The strength, hardness and elongation in the surface were higher than those in the quarter and center layer.
-
Keywords:
- 7050 alloy thick plate /
- inhomogeneity /
- precipitation /
- strength
-
0 引言
子波是应力波能量由震源通过复杂的地下路径传播到接收器所记录下来的质点运动远场时间域响应.子波在岩体的传播过程中，子波变化直接反映了波场的传播特征，是波场记录的基本单元，子波在地震资料的处理和解释中有着重要的作用，是波场正演和反演的前提，因而研究子波的波形变化规律具有重要的意义[1].
岩体存在大量不同尺度的结构面，导致岩体具有非均匀和非连续性等力学特性.针对这些形态各异和复杂多变的结构面，通常采用的方法是：在根据地质成因分类基础上，再根据岩体结构面的力学特性进行分类[2]，不同类型结构面，其力学特性相差非常大[3].应力波在岩体的传播过程中，不仅受到岩石本身的密度、孔隙率和各种微结构等内部因素的影响[4]，还受到温度、湿度、外荷载和地形等外部因素的影响，多因素共同作用影响应力波在介质中的传播特性的.Gaviglio[5]认为：在诸多的影响因素中，岩石中的结构面是最直接、最突出的影响因素之一，Mckenzie[6]的研究表明：应力波的衰减取决于裂隙的数量、宽度以及充填物的波阻抗，归纳起来，结构面对应力波传播主要有3个方面的影响：信号延迟、信号衰减和高频滤波[7-10].
目前，主要采用声时、波幅、频率3个参数进行超声检测和探测，已建立定量或半定量数学表达式，但波形还无法定量解释，其原因是声时、波幅和频率仅从某些方面揭示了应力波传播规律，而波形能够综合反映应力波传播规律[11-12].樊耀新[13]通过理论和试验研究表明子波波形变化比走时对断层的反应更为敏感，充分反映了波形变化规律在岩体力学参数测试和岩体结构探测方面的优势，因而开展应力波在岩体的传播过程中的波形变化规律研究具有广阔的应用前景.
本文将小尺度结构面抽象为黏弹性节理，采用Kelvin模型描述节理及其两侧岩体的力学特性，建立谐波在黏弹性节理的传播模型，分析Ricker子波穿过黏弹性节理后的波形变化规律.
1 谐波在黏弹性节理的传播模型
1.1 谐波在黏弹性节理的透射系数和反射系数
P波从岩体Ⅰ中以入射角θPI斜入射至黏弹性节理，进入岩体Ⅱ，P波在黏弹性节理处发生波形转换，采用Kelvin黏弹性模型描述岩体Ⅰ和岩体Ⅱ的力学特性，如图 1所示.
P波的位移位函数Φ为：
$$ \mathit{\Phi } = \sum\limits_{m = 1}^2 {{B_m}{\rm{exp}}\left[ {{k_i}x + {{\left( { - 1} \right)}^m}{d_{\alpha i}}z} \right] \times } {\rm{exp}}\left[ {j\left( {\omega t - {k_r}x + {{\left( { - 1} \right)}^{m + 1}}{d_{\alpha r}}z} \right)} \right] $$ (1) SV波的位移位函数Ψ为：
$$ \mathit{\Psi } = \sum\limits_{m = 1}^2 {{C_m}} {\rm{exp}}\left[ {{k_i}x + {{\left( { - 1} \right)}^m}{d_{\beta i}}z} \right] \times {\rm{exp}}\left[ {j\left( {\omega t - {k_r}x + {{\left( { - 1} \right)}^{m + 1}}{d_{\beta r}}z} \right)} \right] $$ (2) 式（1）、（2）中下标m=1、2时分别表示上行波和下行波，下标r、i分别表示复数的实部和虚部.B为P波的振幅，C为SV波的振幅，ω为角频率，t为时间，j为虚单位，dα为P波在z方向的波数，dβ为SV波在z方向的波数.dα=kPcosθPI，dβ=kScosθSI.kP，kS分别为P波和SV波的复波数，kP=ω/vP，kS=ω/vS，其中vP，vS分别为P波的复波速和SV波的复波速.k为P波或SV波x方向波数，k=kPsinθPI.θPⅠ和θPⅡ分别为P波的入射角和透射角，θSⅠ和θSⅡ分别SV波的反射角和透射角.
$$ {{v}_{\text{P}}}=\sqrt{\frac{\bar{\lambda }+2\bar{\mu }}{\rho }} $$ (3) $$ {{v}_{\text{S}}}=\sqrt{\frac{{\bar{\mu }}}{\rho }} $$ (4) 式（3）、（4）中ρ为密度，λ和μ为黏弹性岩体的拉梅常数，其计算公式为：
$$ \bar{\lambda }=\frac{v\bar{E}}{\left( 1+v \right)\left( 1-2v \right)} $$ (5a) $$ \bar{\mu }=\frac{{\bar{E}}}{2\left( 1+v \right)} $$ (5b) 式（5a）、（5b）中v为介质的泊松比，E为介质的复模量.
对于岩体Ⅰ和岩体Ⅱ均按Kelvin模型计算，可得复数形式的模量：
$$ \bar{E}=E+i{{\eta }_{0}}\omega $$ (6) 式（6）中E为介质的复模量，E为介质的弹性模量，η0为介质的黏性系数.
在黏弹性节理处，满足广义Snell定律：
$$ \frac{\left\| {{v}_{\text{PⅠ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{PⅠ}}}}=\frac{\left\| {{v}_{\text{SⅠ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{SⅡ}}}}=\frac{\left\| {{v}_{\text{PⅡ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{PⅡ}}}}=\frac{\left\| {{v}_{\text{SⅡ}}} \right\|}{\text{sin}{{\theta }_{\text{SⅡ}}}} $$ (7) 位移可根据质点的位移位与位移分量和应力分量关系，黏弹性节理处的位移分量和应力分量的计算公式为[14]：
$$ u = \frac{{\partial \mathit{\Phi }}}{{\partial x}} - \frac{{\partial \mathit{\Psi }}}{{\partial z}} $$ (8) $$ w = \frac{{\partial \mathit{\Phi }}}{{\partial z}} + \frac{{\partial \mathit{\Psi }}}{{\partial x}} $$ (9) $$ {\tau _{zx}} = \overline {\rm{ \mathsf{ μ} }} {\rm{ }}\left( {{\rm{2}}\frac{{{\partial ^{\rm{2}}}\mathit{\Phi }}}{{\partial x\partial z}}{\rm{ + }}\frac{{{\partial ^{\rm{2}}}\mathit{\Psi }}}{{\partial {x^{\rm{2}}}}}{\rm{ - }}\frac{{{\partial ^{\rm{2}}}\mathit{\Psi }}}{{\partial {z^{\rm{2}}}}}} \right) $$ (10) $$ {\sigma _{zz}} = \left( {\bar \lambda + 2\bar \mu } \right)\left( {\frac{{{\partial ^2}\mathit{\Phi }}}{{\partial {z^2}}} + \frac{{{\partial ^2}\mathit{\Psi }}}{{\partial x\partial z}}} \right) + \bar \lambda \left( {\frac{{{\partial ^2}\mathit{\Phi }}}{{\partial {x^2}}} - \frac{{{\partial ^2}\mathit{\Psi }}}{{\partial x\partial z}}} \right) $$ (11) 式（8）至式（11）中u和w分别表示x和z方向的位移，σzz和τzx分别为节理处的法向应力和切向应力.
如图 1所示，在岩体Ⅰ中，有下行P波、上行P波、SV波；在岩体Ⅱ中，有下行P波，下行SV波.由此得岩体Ⅰ中P波的位移位函数为：
$$ \begin{array}{l} \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{\mathit{\Phi }_{\rm{Ⅰ}}} = {\mathit{\Phi }_{{\rm{Ⅰ}}1}} + {\mathit{\Phi }_{{\rm{Ⅰ}}2}}\\ = {B_{{\rm{Ⅰ}}1}}\exp \left( {{k_{{\rm{Ⅰ}}i}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}ai1}}z} \right)\exp \left[ {j\left( {\omega t - {k_{{\rm{Ⅰ}}r}}x + {d_{{\rm{Ⅰ}}ar1}}z} \right)} \right] + \\ \;\;\;\;\;{B_{{\rm{Ⅰ}}2}}\exp \left( {{k_{{\rm{Ⅰ}}i}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}ai2}}z} \right)\exp \left[ {j\left( {\omega t - {k_{{\rm{Ⅰ}}r}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}ar2}}z} \right)} \right] \end{array} $$ (12) 式（12）中dⅠαi1=dⅠαi2，dⅠαr1=dⅠαr2.
岩体Ⅰ中SV波的位移位函数：
$$ {\mathit{\Psi }_{\rm{Ⅰ}}} = {\mathit{\Psi }_{{\rm{Ⅰ1}}}} = {C_{{\rm{Ⅰ1}}}}\exp \left( {{k_{{\rm{Ⅰ}}i}}x - {d_{{\rm{Ⅰ}}\beta i}}z} \right) \times \exp \left[ {j\left( {\omega t - {k_{{\rm{Ⅰ}}r}}x + {d_{{\rm{Ⅰ}}\beta r}}z} \right)} \right]$$ (13) 将式（12）和式（13）代入式（8）和式（9）可得岩体Ⅰ的位移，将式（12）和式（13）代入式（10）和式（11）可得岩体Ⅰ的应力.岩体Ⅱ中P波的位移位函数为：
$$ \begin{align} &{\mathit{\Phi }_{\rm{Ⅱ}}}={\mathit{\Phi }_{\rm{Ⅱ2}}}={{B}_{\text{Ⅱ2}}}\exp \left( {{k}_{\text{Ⅱ}i}}x+{{d}_{\text{Ⅱ}ai2}}z \right) \\ &\ \ \ \ \ \ \ \ \ \times \exp \left[j\left( \omega t-{{k}_{\text{Ⅱ}r}}x-{{d}_{\text{Ⅱ}ar2}}z \right) \right] \\ \end{align} $$ (14) 岩体Ⅱ中SV波的位移位函数为：
$$ \begin{align} &{\mathit{\Psi }_{\rm{Ⅱ}}}={\mathit{\Psi }_{\rm{Ⅱ2}}}={{C}_{\text{Ⅱ2}}}\exp \left( {{k}_{\text{Ⅱ}i}}x+{{d}_{\text{Ⅱ}\beta i2}}z \right) \\ &\ \ \ \ \ \ \ \ \ \times \exp \left[j\left( \omega t-{{k}_{\text{Ⅱ}r}}x-{{d}_{\text{Ⅱ}\beta r2}}z \right) \right] \\ \end{align} $$ (15) 式（15）中kⅠi=kⅡi，kⅠr=kⅡr.式（12）至式（15）中下标Ⅰ和Ⅱ分别为岩体I和Ⅱ.将式（14）和式（15）代入式（8）和式（9）可得岩体Ⅱ中的位移，将式（14）和式（15）代入式（10）和式（11）可得岩体Ⅱ中的应力.
黏弹性节理如图 2所示，当节理厚度可以忽略不计，不考虑节理质量条件下，设谐波穿过黏弹性节理时，节理两侧应力连续和位移不连续，且位移不连续量等于节理两侧应力与刚度之比，即：
$$ {{\sigma }_{{{\text{Ⅰ}}_{zz}}}}={{\sigma }_{{{\text{Ⅱ}}_{zz}}}} $$ (16a) $$ {{\tau }_{{{\text{Ⅰ}}_{zx}}}}-{{\tau }_{{{\text{Ⅱ}}_{zx}}}} $$ (16b) $$ {{u}_{\text{Ⅰ}}}-{{u}_{\text{Ⅱ}}}={{\tau }_{zx}}/{{K}_{x}} $$ (16c) $$ {{w}_{\text{Ⅰ}}}-{{w}_{\text{Ⅱ}}}={{\sigma }_{zz}}/{{K}_{z}} $$ (16d) 式（16a）至（16d）中Kx表示节理的切向等效刚度，Kz表示节理的法向等效刚度.
将黏弹性节理的等效切向刚度和法向刚度分别定义为：
$$ {{K}_{x}}=\frac{j\omega {{\eta }_{\tau }}{{k}_{\tau }}}{j\omega {{\eta }_{\tau }}-{{k}_{\tau }}} $$ (17) $$ {{K}_{z}}=\frac{j\omega {{\eta }_{n}}{{k}_{n}}}{j\omega {{\eta }_{n}}-{{k}_{n}}} $$ (18) 式（17）和式（18）中kn，kτ分别为黏弹性节理的法向刚度和切向刚度；ηn，ητ分别为节理法向黏性系数和切向的黏性系数.
将由式（8）至式（15）计算得到的位移和应力代入式（16），从而得到谐波斜入射黏弹性节理时透射和反射系数计算公式，将其整理为矩阵形式：
$$ {\left[{{\mathit{\boldsymbol{A}}_1}, {\mathit{\boldsymbol{A}}_2}, {\mathit{\boldsymbol{A}}_3}, {\mathit{\boldsymbol{A}}_4}} \right]^{\rm{T}}}\mathit{\boldsymbol{B = C}} $$ (19) 式（19）中A1、A2、A3、A4为1×4的矩阵；B为4×1的矩阵；C为4×1的矩阵.各矩阵的计算公式为：
$$ \begin{array}{l} {\mathit{\boldsymbol{A}}_1} = \left[{\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}} \right)P_{\rm{Ⅰ}}^2 + {{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}K{Q_{\rm{Ⅰ}}}} \right., \\ \;\;\;-\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}} \right)P_{\rm{Ⅱ}}^2-{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}\left. {K{Q_{\rm{Ⅱ}}}} \right] \end{array} $$ (20a) $$ {\mathit{\boldsymbol{A}}_2} = \left[{2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}KP, {{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}\left( {{K^2}-Q_{\rm{Ⅰ}}^2} \right), 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}K{P_{\rm{Ⅱ}}}, {{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}\left. {\left( {Q_{\rm{Ⅱ}}^2-{K^2}} \right)} \right]} \right. $$ (20b) $$ \begin{array}{l} {\mathit{\boldsymbol{A}}_3} = \left[{K{K_x}, -{Q_{\rm{Ⅰ}}}} \right.{K_x}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}K{P_{\rm{Ⅱ}}}-K{K_x}, \\ \;\;\;\;\;\;\;\;\;\;{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}\left( {Q_{\rm{Ⅱ}}^2-{K^2}} \right) - \left. {{Q_{\rm{Ⅱ}}}{K_x}} \right] \end{array} $$ (20c) $$ {\mathit{\boldsymbol{A}}_4} = \left[{{P_{\rm{Ⅰ}}}{K_z}, K{K_z}, {P_{\rm{Ⅱ}}}{K_z}-\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}} \right)P_{\rm{Ⅱ}}^2-{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅱ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅱ}}}K{Q_{\rm{Ⅱ}}}-K{K_z}} \right] $$ (20d) $$ \mathit{\boldsymbol{B}} = {\left[{{R_{{\rm{pp}}}}\;{R_{{\rm{ps}}}}\;{T_{{\rm{pp}}}}\;{T_{{\rm{ps}}}}} \right]^{\rm{T}}} $$ (20e) $$ \mathit{\boldsymbol{C}} = {\left[{-\left( {{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}} + 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}} \right)P_{\rm{Ⅰ}}^2-{{\bar \lambda }_{\rm{Ⅰ}}}{K^2}, 2{{\bar \mu }_{\rm{Ⅰ}}}K{P_{\rm{Ⅰ}}}, -K{K_x}, {P_{\rm{Ⅰ}}}{K_z}} \right]^{\rm{T}}} $$ (20f) 式（20a）至式（20f）中K=kⅠi-jkⅠr，PⅠ=-dⅠαi1+jdⅠαr1，QⅠ=-dⅠβi1+jdⅠβr1，PⅡ=-dⅡαi2+jdⅡαr2，QⅡ=-dⅡβi2+jdⅡβr2.
1.2 谐波在薄黏弹性节理的透、反射规律
设黏弹性节理两侧的岩体力学参数相同，密度ρ1=ρ2=2 500 kg/m3；泊松比v1=v2=0.25；弹性模量E1=E2=30 GPa；黏性系数η0=0.8 MPa·s，以下计算均采用这组岩体物理力学参数.入射谐波频率f=500 Hz.节理中各项参数取值为：法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s；切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s；法向刚度kn=2.0 GPa/m；切向刚度kτ=2.0 GPa/m.
将上面的参数代入式（19）进行计算，得到P波斜入射黏弹性节理的透反射系数和入射角的关系如图 3所示.从图 3中可知，随着入射角的增加，反射P波的反射系数先减小后增加，在60°时有最小值；透射P波的透射系数呈现先增加后减小的趋势.而透射SV波的透射系数和反射SV波的反射系数随着入射角的增加，呈现先增加后减小的规律.
当入射角为30°时，由式（1）计算得到谐波的透射、反射系数与频率的关系，如图 4所示.由图 4可知，随着入射波频率的增加，透射P波的透射系数减小，而反射P波的反射系数逐渐增加.透射SV波的透射系数和反射SV波的反射系数随着入射波频率的增加，呈现逐渐增加的规律.可见，节理具有滤波特性，透射系数随着入射波频率的增大而减小，高频部分几乎不能通过节理.
2 子波在薄黏弹性节理的波形变化
2.1 透射子波的计算
设入射波为振幅为1的Ricker子波，其时域表达式为：
$$ S\left( t \right) = \left( {1 - 2{{\rm{\pi }}^2}f_{\rm{M}}^2{t^2}} \right){\rm{exp}}\left( { - {{\rm{\pi }}^2}f_{\rm{M}}^2{t^2}} \right) $$ (21) 式（21）中fM为峰值频率.
Ricker子波的频域表达式：
$$ \hat S\left( f \right) = \frac{2}{{\sqrt {\rm{\pi }} }}\frac{{{f^2}}}{{f_{\rm{M}}^3}}{\rm{exp}}\left( {-\frac{{{f^2}}}{{f_{\rm{M}}^2}}} \right) $$ (22) 设由式（19）计算的透射系数为：
$$ T\left( \omega \right) = {T_r}\left( \omega \right) + j{T_i}\left( \omega \right) $$ (23) 采用傅里叶逆变换得透射波的时域表达式：
$$ {S_T}\left( t \right) = \frac{1}{{2{\rm{\pi }}}}\int_{-\infty }^{ + \infty } {\hat S\left( \omega \right)} {T_r}\left( \omega \right){\rm{cos}}\omega t{\rm{d}}\omega-\frac{1}{{2{\rm{\pi }}}}\int_{-\infty }^{ + \infty } {{\rm{\hat S}}\left( \omega \right)} {T_i}\left( \omega \right){\rm{sin}}\omega t{\rm{d}}\omega $$ (24) 式（24）中ω=2πf.
将式（22）和式（23）代入式（24），计算得透射波的时域波形.设峰值频率fM=500 Hz的Ricker子波以30°入射至黏弹性节理，节理的力学参数与2.2节相同，由式（22）计算得到透射波的时域波形，如图 5所示.由图 5可知，Ricker子波穿过黏弹性节理后，透射波振幅减小，主瓣不突出，波形在时域上变得更平缓，即波形的分辨能力减弱.
为进一步描述Ricker子波穿过黏弹性节理后的波形变化，现采用波形相关系数和波形变化系数2个参数描述波形变化.
2.2 子波波形相关系数的变化规律
设入射波和透射波位移振幅分别为A0i和ATi，则两列波的波形相关系数为：
$$ \gamma = \frac{{\sum {\left( {{A_{0i}}-{{\bar A}_0}} \right)\left( {{A_{{\rm{T}}i}}-{{\bar A}_{\rm{T}}}} \right)} }}{{\sqrt {\sum {{{\left( {{A_{0i}}-{{\bar A}_0}} \right)}^2}} } \sqrt {\sum {{{\left( {{A_{{\rm{T}}i}} - {{\bar A}_{\rm{T}}}} \right)}^2}} } }} $$ (25) 式（25）中A0和AT分别为Ricker子波和透射波位移振幅的平均值.
当节理切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s，法向刚度kn=2.0 GPa/m，切向刚度kτ=2.0 GPa/m时，将峰值频率fM=500 Hz的Ricker子波入射至黏弹性节理.改变法向黏性系数和入射角度，计算得到法向黏性系数和入射角度对波形相关系数的影响规律，如图 6所示.图 6表明，波形相关系数随着法向黏性系数增加近似成负指数减小，随着入射角的增加而增加.
当节理法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s，法向刚度kn=2.0 GPa/m，切向刚度kτ=2.0 GPa/m时，将峰值频率fM=500 Hz的Ricker子波入射至黏弹性节理.改变切向黏性系数和入射角度，得到切向黏性系数和入射角度对波形相关系数的影响规律，如图 7所示.图 7表明，随着切向黏性系数的增加，波形相关系数基本不变，即切向黏性系数的改变对波形变化影响非常小.
当节理法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s，切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s，切向刚度kτ=2.0 GPa/m，将Ricker子波45°入射至黏弹性节理.改变节理法向刚度和入射波峰值频率，计算得到法向刚度和峰值频率对波形相关系数的影响规律，如图 8所示.图 8表明，随着峰值频率的增加，波形相关系数减小，波形相关系数随着法向刚度的增加而增加.
当节理法向黏性系数ηn=1.5 MPa·s，切向黏性系数ητ=1.3 MPa·s，法向刚度kτ=2.0 GPa/m，将Ricker子波45°入射至黏弹性节理.改变节理切向刚度和入射波峰值频率，计算得到切向刚度和峰值频率对波形相关系数的影响规律，如图 9所示.图 9表明，随着峰值频率的增加，波形相关系数减小，随着切向刚度的增加，波形相关系数增加.
2.3 子波波形变化系数的变化规律
为进一步研究透射波波形变化，现采用波形变化系数ξ来量化透射波形变化.定义波形变化系数：
$$ \xi = 1 - \frac{{\sum {\left| {{A_{{\rm{T}}i}}\left( {{t_i}} \right)\Delta t} \right|} }}{{\sum {\left| {{A_{0i}}\left( {{t_i}} \right)\Delta t} \right|} }} $$ (26) 图 10采用和图 6相同的节理参数，通过改变法向黏性系数及入射角，描述了它们对波形变化系数的影响规律.从图 10中可知，随着法向黏性系数的增加，波形变化系数减小；随着入射角的增加，波形变化系数减小.
图 11中的节理参数同图 7，通过改变切向黏性系数及入射角，描绘了它们对波形变化系数的影响规律.当入射角为0°时，随着切向黏性系数的增加，波形变化系数不变，即此时切向黏性系数的变化不改变透射波波形.当以其他角度入射时，随着切向黏性系数的增加，波形变化系数减小；随着入射角的增加，波形变化系数减小.
图 12采用和图 8相同的节理参数，描述了改变法向刚度及峰值频率对波形变化系数的影响规律.随着法向刚度的增加，波形变化系数减小；随着峰值频率的增加，波形变化系数增加.
图 13中的节理参数同图 9，描述了改变切向刚度和峰值频率对波形变化系数的影响规律.随着切向刚度的增加，波形变化系数减小；随着峰值频率的增加，波形变化系数增加.
3 结论
从波的位函数出发，基于应力连续和位移不连续假定，建立应力波在薄黏弹性节理中的传播模型.依据所建立的模型，获得了应力波在黏弹性节理中传播的透、反射系数解析解.将Ricker子波作为入射波，利用Ricker子波的频域表达式，运用傅里叶逆变换，得到透射波时域波形的计算表达式.采用Matlab计算得到透、反射系数及透射波波形，并用相关系数和波形变化系数2个参数描述子波穿过黏弹性节理的波形变化，讨论了子波峰值频率和入射角、黏弹性节理的法向和切向黏性系数、黏弹性节理的法向和切向刚度对子波波形变化的影响规律.
1) P波的反射系数，随入射角的增加，呈现先减小后增加的变化趋势；随入射波峰值频率的增加而增加.P波的透射系数，随入射角的增加先增加后减小；随入射波峰值频率的增加而减小.P波入射时形成反射SV波和透射SV波，反射系数和透射系数，随入射角的增加，都先增加后减小.
2) 子波穿过黏弹性节理后，波形发生变化，波形相关系数和入射角及子波峰值频率有关，表现为随入射角的增加，波形相关系数增加；随峰值频率的增加，波形相关系数减小.同时波形相关系数还受到节理力学参数的影响，表现为：随节理黏性系数的增加，波形相关系数减小；随节理刚度的增加，波形相关系数增加；相对切向刚度和切向黏性系数，节理的法向刚度和法向黏性系数对子波波形变化影响更大，当子波垂直入射黏弹性节理分界面时，节理的切向黏性系数和切向刚度对波形相关系数的变化没有影响.
3) 波形相关系数主要反映子波穿过黏弹性节理后发生的相位变化，而波形变化系数能综合反映子波的振幅和相位变化.波形变化系数随入射角的增加而逐渐减小；随入射波峰值频率的增加，波形变化系数增加.随节理黏性系数和刚度的增加，子波波形变化系数减小.
-
![]()
图 3 板材不同厚度处晶内和晶界的TEM明场像
Fig 3. TEM images showing precipitation morphology in matrix and grain boundariesin each layer of 7050 aluminumalloy plate
![]()
图 4 晶内析出相在 < 110>Al和 < 112>Al晶带轴下的选区衍射花样
Fig 4. SAED patterns of alloy in < 110>Al and < 112>Al directions
![]()
图 5 合金中η’相和Al3Zr相HRTEM像
Fig 5. HRTEM of η' phase and Al3Zr phase in 7050 aluminum alloy
![]()
图 7 沿合金厚度方向上的硬度和电导率分布
Fig 7. Hardness and conductivity distribution along thickness direction of 7050 aluminum alloy
![]()
图 8 板材不同厚度处的力学性能
Fig 8. Tensile properties of 7050 aluminumalloy plate in different layers along thickness direction
表 1 7050铝合金化学成分/（质量分数，%）
Table 1 Chemical compositions of 7050 aluminum alloy /(mass fraction, %)
元素 Zn Cu Mg Zr Fe Cr Si Ti Mn Al 含量 5.7~6.7 2.0~2.6 1.9~2.6 0.08~0.15 ≤0.15 ≤0.04 ≤0.12 ≤0.06 ≤0.10 余量 
下载: 导出CSV
-
[1] 张新明, 刘胜胆.航空铝合金及其材料加工[J].中国材料进展, 2013, 32(1): 39-55. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-XJKB201301006.htm [2] WILLIAMS J C, STARKE E A. Progress in structural materials for aerospace systems[J]. Acta Materialia, 2003, 51(19): 5775-5799. doi: 10.1016/j.actamat.2003.08.023
[3] ROMETSCH P A, ZHANG Y, KNIGHT S. Heat treatment of 7xxx series aluminium alloys—Some recent developments[J]. Transactions of Nonferrous Metals Society of China, 2014, 24 (7): 2003-2017. doi: 10.1016/S1003-6326(14)63306-9
[4] HEINZ A, HASZLER A, KEIDEL C, et al. Recent development in aluminium alloys for aerospace applications[J]. Materials Science and Engineering A, 2000, 280 (1): 102-107. doi: 10.1016/S0921-5093(99)00674-7
[5] 张新明, 邓运来, 张勇.高强铝合金的发展及其材料的制备加工技术[J].金属学报, 2015, 51(3): 257-271. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-JSXB201503001.htm [6] CHOI C H, KWON J W, OH K H, et al. Analysis of deformation texture inhomogeneity and stability condition of shear components in f.c.c. metals[J]. Acta Materialia, 1997, 45 (12): 5119-5128. doi: 10.1016/S1359-6454(97)00169-9
[7] 林顺岩, 王剑.临界变形对LD2合金力学性能的影响[J].铝加工, 1999, 22(5): 35-39, 47. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-LJGO199905010.htm [8] 李承波, 何克准, 宋丰轩, 等. 7085-T651铝合金特厚板组织性能的不均匀性[J].航空材料学报, 2016, 36(6): 15-22. doi: 10.11868/j.issn.1005-5053.2016.6.003 [9] 丛福官, 赵刚, 田妮, 等. 7150-T7751铝合金厚板性能的不均匀性[J].材料研究学报, 2013, 27(2): 144-148 http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-CYJB201302007.htm [10] 万彩云, 陈江华, 杨修波, 等. 7xxx系AlZnMgCu铝合金早中期时效强化析出相的研究[J].电子显微学报, 2010, 29(5): 55-60. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-DZXV201005010.htm [11] ZANG J X, ZHANG K, DAI S L. Precipitation behavior and properties of a new high strength Al-Zn-Mg-Cu alloy[J]. Transactions of Nonferrous Metals Society of China, 2012, 22(11): 2638-2644. doi: 10.1016/S1003-6326(11)61511-2
[12] LI M H, YANG Y Q, FENG Z Q, et al. Precipitation sequence of η phase along low-angle grain boundaries in Al-Zn-Mg-Cu alloy during artificial aging[J]. Transactions of Nonferrous Metals Society of China, 2014, 24(7): 2061-2066. doi: 10.1016/S1003-6326(14)63312-4
[13] KVERNELAND A, HANSEN V, THORKILDSEN G, et al. Transformations and structures in the Al–Zn–Mg alloy system: A diffraction study using synchrotron radiation and electron precession[J]. Materials Science and Engineering A, 2011, 528(3): 880-887. doi: 10.1016/j.msea.2010.10.001
[14] BUHA J, LUMLEY R N, CROSKY A G. Secondary ageing in an aluminium alloy 7050[J]. Materials Science and Engineering A, 2008, 492(1/2): 1-10.
[15] 刘俊涛, 张永安, 李锡武, 等.新型7056铝合金双级时效的显微组织和性能[J].中国有色金属学报, 2016, 26(9): 1850-1857. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-ZYXZ201609004.htm [16] KNIPLING K E, KARNESKY R A, LEE C P, et al. Precipitation evolution in Al–0.1Sc, Al–0.1Zr and Al–0.1Sc–0.1Zr (at.%) alloys during isochronal aging[J]. Acta Materialia, 2010, 58(15): 5184-5195. doi: 10.1016/j.actamat.2010.05.054
[17] KNIPLING K E, DUNAND D C, SEIDMAN D N. Precipitation evolution in Al-Zr and Al-Zr-Ti alloys during aging at 450℃-600 ℃[J]. Acta Materialia, 2008, 56(6): 1182-1195. doi: 10.1016/j.actamat.2007.11.011
[18] LI X Z, HAVSEN V, GJ∅NNES J, et al. HREM study and structure modeling of the η' phase, the hardening precipitates in commercial Al-Zn-Mg alloys[J]. Acta Materialia, 1999, 47(9): 2651-2659. doi: 10.1016/S1359-6454(99)00138-X
[19] THEVENET D, MLIHA T M, Zeghloul A. The effect of precipitation on the Portevin-Le Chatelier effect in an Al–Zn–Mg–Cu alloy[J]. Materials Science and Enginreering A, 1999, 266(1/2):175-182.
[20] 熊明华, 严红革, 苏斌, 等.亚晶及析出相强化对Al-Zn-Mg-Cu合金性能的影响[J].特种铸造及有色合金, 2012, 32(11): 1062-1066. http://www.cnki.com.cn/Article/CJFDTOTAL-TZZZ201211036.htm
计量
- 文章访问数: 120
- HTML全文浏览量: 26
- PDF下载量: 2
