Evolution de la morphologie d’une particule monocristalline isolée lors d’un recuit

d’un recuit

Des particules d’austénite de deux morphologies différentes ont été identifiées à l’état initial au sein

de la microstructure (voir §III.4.1.3) : des lamelles majoritairement planes et de plus petites

particules quasi-cylindriques. Certaines d’entre elles, les plus petites, ne possèdent pas de joint de

grains.

1.2.1.Cylindrisation d’une particule quasi-cylindrique fortement allongée

On propose d’examiner l’effet des différences de rayon de courbure entre différents points de

l’interface d’une particule monocristalline non-cylindrique et très allongée selon la direction de

laminage. On néglige dans un premier temps les extrémités qui représentent une fraction

négligeable de la surface de la particule. La Figure IV.2 représente les sections longitudinales et

transverses de la particule. Deux points quelconques situés à la surface d’une même section

longitudinale de la particule possèdent un rayon de courbure secondaire infiniment grand, à l’image

des points A et B représentés en Figure IV.2.(a). Les sections transverses qui passent par ces deux

points permettent d’étudier les différences de rayon de courbure principal et sont représentées en

Figure IV.2.(b). Le rayon de courbure principal ne diffère pas entre les points A et B. Cependant,

une différence de rayon de courbure principal existe entre deux points situés sur une même section

transverse, à l’image des points A et C, et est à l’origine d’un gradient de solubilité entre les côtés

arrondis et les régions plus planes de la particule. En raison de ces gradients, le mécanisme de

cylindrisation proposé par Kampe et al. [42] prévoit que cette particule devienne cylindrique lors

(a) (b)

Figure IV.2 – Représentation en coupe d’une particule monocristalline quasi-cylindrique et très

allongée selon la direction de laminage. (a) section longitudinale et (b) sections transversales. Les

différences de rayon de courbure principal montrent que des gradients de solubilité existent au sein

d’une même section transverse.

On souhaite vérifier que le modèle de champs de phases simule correctement les évolutions de

morphologie dues aux différences de rayons de courbure. La Figure IV.3 représente le résultat de

la simulation de l’évolution de la morphologie d’une particule monocristalline quasi-cylindrique.

Chaque image est séparée par un nombre constant de pas de calcul et correspond à une évolution

temporelle d’un système arbitraire, l’échelle de temps indiquée étant adimensionnelle et propre à

cette simulation.

La morphologie initiale de la particule utilisée dans la simulation permet aisément de configurer un

volume représentatif d’une particule de la microstructure réelle. Si celle-ci présente des arêtes au

premier instant, elles sont remplacées par des interfaces arrondies dès l’image obtenue à t = 1 sans

que le facteur de forme de la particule ne soit significativement impacté. Dès 3 unités de temps de

simulation, on observe que la particule a atteint une morphologie ellipsoïdale et assez proche de

celle d’une petite particule d’un acier duplex à l’état recuit à 1060 °C sans maintien. L’évolution de

sa morphologie aux durées de simulation plus longues peut donc être considérée comme

représentative de l’évolution de la morphologie d’une particule monocristalline d’austénite. Pour

t = 3, la particule possède toujours une largeur plus grande que son épaisseur. Avec la durée de

recuit, cette différence tend à se réduire et la particule atteint une morphologie possédant une section

circulaire.

L’augmentation rapide du rayon de courbure de l’interface au niveau d’une arête de t = 0 à 1 est

une conséquence des forces de capillarité. L’évolution du rayon de courbure ralentit avec la durée

de modélisation, ce qui illustre la cinétique des mécanismes de coalescence qui prévoit une

évolution du rayon de courbure moyen en fonction de *

H "⁄

, avec n = 3 ou 4 selon le mécanisme de

transport (voir §I.2.2.3.a).

Ce modèle permet de simuler les évolutions de la microstructure sous l’effet des forces de capillarité

dans le cas de particules isolées. Cependant, l’équilibre des phases n’est pas conservé et le modèle

conduit à terme à la dissolution de la particule de phase entourée. La dissolution permet en effet de

réduire la surface de joint de phases, et de joint de grains dans le cas d’une particule polycristalline.

Dans ce chapitre, seules les évolutions morphologiques survenant aux durées courtes de

modélisation seront donc exploitées pour l’analyse des mécanismes d’évolution microstructurale.

Figure IV.3 – Evolution de la morphologie d’une particule monocristalline vers une forme

cylindrique sous l’effet des forces de capillarité. La particule est initialisée sous la forme d’un pavé

mais atteint une morphologie comparable à celle des structures observées expérimentalement dès

t = 3. La taille du champ de vue diminue avec la durée de recuit pour palier à la dissolution de la

particule. Les paramètres m = 1,0.10

⁺⁷

J.m

^-3

, κ = 2,4679.10

^-7

J.m

^-1

, γ = 0,8881 ont été utilisés pour

obtenir une énergie d’interface de 0,56 J.m

^-2

et une épaisseur d’interface égale à 0,60 µm.

Dimensions de la cellule de simulation : 112 x 112 x 112 nœuds. Epaisseur initiale de la particule :

3,2 µm.

1.2.2.Sphéroïdisation d’une particule allongée de longueur finie

Pour une particule monocristalline allongée de longueur finie, les extrémités représentent une

fraction de la surface de la particule plus grande et leur influence sur l’évolution de la morphologie

de la particule lors d’un recuit est plus importante. On suppose que cette particule a atteint une

forme cylindrique pour simplifier l’analyse des rayons de courbure.

En section longitudinale, Figure IV.4.(a), seuls les points situés aux extrémités de la particule

possèdent un rayon de courbure secondaire fini (point D). Les sections transverses passant par les

points A, B et D sont circulaires, et sont représentées en Figure IV.4.(b). Le rayon de courbure

principal de l’interface est plus petit et la solubilité plus élevée en D qu’en A et B. Lors d’un

traitement thermique, un flux net de diffusion se met en place entre les extrémités (point D) et

l’interface plane la plus proche (point A) et induit le raccourcissement et l’épaississement de la

particule. Il n’existe pas de différence de solubilité entre les points A et B au début du recuit, mais

l’épaississement crée une courbure en A et le flux se propage vers B jusqu’à ce que la particule

atteigne la forme d’une sphère.

(a) (b)

Figure IV.4 – Représentation en coupe d’une particule monocristalline de section circulaire dont

les extrémités sont proches au regard des distances de diffusion. (a) section longitudinale et (b)

sections transversales. Les différences de rayons de courbure principal et secondaire montrent que

des gradients de solubilité existent entre les extrémités et le corps de la particule.

Pour les particules très allongées, la distance entre les extrémités peut être grande par rapport aux

distances caractéristiques de diffusion de la matière. De plus, la force motrice responsable de la

diffusion de matière est la différence de solubilité, qui diminue à mesure que la particule devient

sphérique. Ainsi la durée de recuit nécessaire à la sphéroïdisation peut être importante pour une

particule très allongée.

La prolongation de la simulation présentée en Figure IV.3 pendant une durée plus longue conduit à

la dissolution de la particule (non représentée). Comme la particule possède une faible taille initiale

et que les proportions volumiques des phases ne sont pas conservées dans le modèle, le modèle

prédit la dissolution de la particule avant qu’elle n’atteigne une morphologie sphérique.

Dans le document Evolution des microstructures au cours d'un recuit dans un acier inoxydable superduplex : caractérisation et modélisation (Page 158-161)