Cette relation est utilis´ee pour calculer∆f :
∆f = σ ˜
σd (5.52)
∆f d´ecroˆıt donc quand on augmente le pas de grille.
Contrˆole des concentrations de l’´equilibre coh´erent
La comp´etition entre ´energie ´elastique et ´energie d’origine chimique est g´er´ee par le rapport sans di- mension : χ = C44(ε T)2 ∆f = C44ε T 2σd˜ σ (5.53)
Il est important de noter qu’une augmentation du pas de grilled entraˆıne une augmentation du rapport χ.
Nous savons par ailleurs que l’´elasticit´e modifie les concentrations d’´equilibre dans le sens de leur rappro- chement. Cela va ´egalement ˆetre la cas dans du mod`ele adopt´e ici. Dans [Boussinot 07], une ´etude montre que cette influence de l’´elasticit´e sur l’´equilibre du syst`eme tend `a ˆetre relativement importante lorsque l’on augmente le pas de grille. Il faut bien garder `a l’esprit que, dans notre mod`ele, les courbures de la fonc- tionnelle d’´energie libre homog`ene ne sont pas repr´esentatives de la physique du syst`eme. Boussinot a donc d´evelopp´e une m´ethode rendant les concentrations de l’´equilibre coh´erent ind´ependantes du pas de grille. Les concentrations de l’´equilibre coh´erent sont obtenues pour une configuration dans laquelle l’´energie ´elastique est minimale, c’est-`a-dire une microstructure compos´ee de plaquettes infinies. Une fac¸on de s’af- franchir de l’influence du pas de grille sur l’´equilibre coh´erent consiste donc `a retrancher de l’´energie totale du syst`eme l’´energie ´elastique de la configuration en plaquettes. Dans le cas de l’´elasticit´e homog`ene, cette ´energie est donn´ee par :
Bmin 2 Z ∗ ~ q d~q (2π)3|c(~q)| 2 (5.54)
o`uBmincorrespond au minimum de la fonctionB(~q) d´efinie par l’´equation 7.19. La densit´e d’´energie libre homog`ene du syst`emef′ homodevient : f′ homo = fhomo− Bmin 2 (c − ¯c) 2 (5.55)
Cette modification revient en fait `a d´ecaler les concentrations de l’´equilibre incoh´erent. Boussinot a montr´e que ce d´ecalage du diagramme de phases coh´erent permet de conserver des concentrations de l’´equilibre coh´erent constantes quel que soit le pas de grille utilis´e. Notons que cette correction est exacte pour des constantes ´elastiques homog`enes sur le syst`eme mais qu’elle n’est qu’approch´ee dans le cas de l’´elasticit´e inhomog`ene qui nous int´eresse ici. Par cons´equent, nous observerons tout de mˆeme de l´eg`eres fluctuations des concentrations de l’´equilibre coh´erent suivant le pas de grille utilis´e.
Notons que, pour fixer les valeurs des concentrations de l’´equilibre coh´erent, nous allons supposer que celles-ci sont proches des concentrations de l’´equilibre incoh´erent. Bien que ces concentrations soient en principe diff´erentes, l’´ecart est probablement tr`es faible et sa prise en compte va au-del`a du mod`ele pr´esent´e ici [Ardell 00].
5.4
Simulations avec le mod`ele champs de phases ´elastique
5.4.1
Calibration des grandeurs physiques du mod`ele
Cette partie d´etaille le choix des valeurs num´eriques des param`etres physiques entrant dans le mod`ele champs de phases.
Fonctionnelle d’´energie libre homog`ene Les concentrations des phases γ et γ′ en coexistance in- coh´erente sont d´etermin´ees `a partir du diagramme de phases incoh´erent (figure 5.1), obtenu par simula- tion ou exp´erimentalement [Ardell 00, Wang 07]. Il peut ˆetre approxim´e par les fonctions suivantes, dans
FIG. 5.1. Diagramme de phases du syst`eme Ni-Al d’apr`es [Wang 07] lesquellesT est la temp´erature en K :
cγ = 1 10−4T + 0.0277 (5.56)
cγ′ = −2.5 10−5T + 0.2613 (5.57)
Ces expressions conduisent `acγ = 0.15 et cγ′ = 0.231 `a 950◦C. Les superalliages ont un taux de phaseγ′
´elev´e, autour de 68% pour l’AM1. Une concentration moyenne de l’ordre de 0.2 sera utilis´ee par la suite.
De plus, il faut fixer la concentrationc2entrant dans la fonctionnelle d’´energie libre homog`ene. D’apr`es 5.13, la fonctionnelle d’´energie libre de la phase d´esordonn´ee est stable sic < c2. Puisque notre objectif n’est pas d’´etudier les premiers instants de l’´evolution microstructurale, nous choisissons une valeur dec2 inf´erieure aux concentrations moyennes utilis´ees pour nos simulations, soitc2 = 0.18. Ce choix garantit une apparition rapide de la phase γ′ dans nos simulations. Enfin, le param`etre d’ordre d’´equilibreη0est choisi ´egal `a 1.
La figure 5.2 montre les lignes de niveaux de la fonctionnelle pourη1= η2= η3.
Energie ´elastique Les quantit´es n´ecessaires pour calculer l’´energie ´elastique sont le d´esaccord pa-
ram´etrique et les constantes ´elastiques de chacune des phases. L’annexe E propose une identification des constantes ´elastiques des phasesγ et γ′.
Quant au misfit, cette grandeur est relativement malais´ee `a d´eterminer exp´erimentalement, et ce pour diff´erentes raisons. Le premier probl`eme est li´e au fait que l’on ne dispose la plupart du temps des phases que lorsqu’elles sont en pr´esence dans le superalliage. Il faut alors bien distinguer le d´esaccord param´etrique dit ”non-contraint”δ, qui caract´erise l’´ecart de param`etres de mailles des deux phases consid´er´ees s´epar´ement
du misfit ”sous contrainte” δc, qui est lui mesur´e lorsque les deux phases sont en pr´esence. Dans le cas de l’alliage biphas´e, une partie du d´esaccord param´etrique est relax´ee ´elastiquement, ce qui entraˆıne des diff´erences entre ces deux valeurs. Dans les simulations champs de phases, nous avons besoin de la valeur non-contrainte.
Une ´etude bibliographique a donc ´et´e r´ealis´ee afin d’en d´eterminer une valeur pour l’AM1 aux temp´eratures d’environ 1000◦C. Nous nous sommmes tout d’abord int´eress´es aux moyens d’estimer la diff´erence entre misfit contraint et non-contraint. La premi`ere technique consiste `a s´eparer les deux phases [Nathal 85]. Il est possible d’effectuer une attaque chimique ou ´electrolytique d’une des deux phases. La
5.4. Simulations avec le mod`ele champs de phases ´elastique
FIG. 5.2. Lignes de niveaux de la fonctionnelle pourη1= η2= η3. Les zones rouges repr´esentent les faibles ´energies
libres et l’´energie libre augmente en allant vers le bleu. Les zones rouges sans lignes de niveaux sont une saturation du code de couleur par des valeurs ´elev´ees de l’´energie libre.
phase restante se trouve alors `a l’´etat de poudre et on peut mesurer son param`etre de maille. Cette ap- proche est utilis´ee pour la d´etermination deaγ′. Cependant, n’ayant pas la valeur correspondante deaγ `a
disposition, il est difficile d’en tirer des r´esultats pertinents. D’autres auteurs ont d´etermin´e la densit´e de dislocations aux interfacesγ/γ′, cette densit´e ´etant proportionnelle au d´esaccord param´etrique si celui-ci est enti`erement relax´e plastiquement. Enfin, des calculs analytiques ou des simulations par ´el´ements finis per- mettent de calculer la d´eformation ´elastique due au misfit [Ganghoffer 91, Feng 96]. Grˆace `a de tels calculs, en admettant la valeur du misfit sous contrainte connue, la formule permet d’acc´eder au misfit non-contraint. Diff´erentes techniques d’imagerie permettent d’acc´eder `a des grandeurs li´ees `a la cristallographie telles que les param`etres de maille. Pour les superalliages, la diffraction des rayons X [Biermann 95, Diologent 02] et la CEBD [Lahrman 98, V¨olkl 98] sont utilis´ees. Cependant, ´etant donn´ee la faible diff´erence de param`etre de maille entre les deux phases, Royer et al. [Royer 98] montrent que pour l’AM1 en dessous de 1200◦C, il est difficile de distinguer deux pics de diffraction. Au dessus de cette temp´erature, ils observent de nombreuses dislocations, ce qui les conduit `a une valeur de misfit libre. En- fin, la derni`ere difficult´e est li´ee aux s´egragations chimiques dans les superalliages. De nombreux auteurs [Caron 99, Schulze 00] montrent que le misfit est plus fort dans les dendrites que dans les interdentdrites. Une mesure par diffraction X permet de remonter `a une valeur moyenne du misfit, qui n’est finalement repr´esentative d’aucune zone du mat´eriau.
D’apr`es les r´esultats de [Royer 98], nous nous sommes donc fix´es une plage de valeurs admissibles pour le d´esaccord param`etrique comprise entre -0.1% et -0.2% pour des temp´eratures autour de 1000◦C.
Param´etrage des interfaces Deux types de valeurs sont des donn´ees d’entr´ee de nos simulations : une
valeur physique de l’´energie d’interface entreγ et γ′et des valeurs num´eriques qui sont les pr´efacteurs des termes de gradientλ et β.
Une d´etermination pr´ecise de l’´energie d’interface entre les phases γ et γ′ est difficile `a atteindre exp´erimentalement. Les valeurs d’´energies d’interfaces sont g´en´eralement d´eduites d’exp´eriences de mˆurissement en utilisant des lois de type LSW. De plus, des ´energies tr`es faibles sont obtenues. Par exemple, une valeur de 4 mJ.m−2 a r´ecemment ´et´e publi´ee pour un alliage binaire Ni-Al `a 700◦C [Ardell 05]. Une alternative consiste `a r´ealiser des simulations `a l’´echelle atomique et diverses tentatives ont ´et´e effectu´ees pour calculer l’´energie d’interfaceγ/γ′. Cependant, comme les ´energies mises en jeu sont tr`es faibles, un potentiel tr`es pr´ecis est n´ecessaire pour pr´edire une valeur d’´energie d’interface fiable. De plus, une atten- tion sp´eciale doit ˆetre port´ee `a la d´efinition d’une ´energie d’interface entre deux phases ne poss´edant pas le
0.14 0.16 0.18 0.2 0.22 0.24 0 20 40 60 80 100 120 Concentration x [px] (a) Concentration -0.2 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 0 20 40 60 80 100 120 Parametres d’ordre 1 x [px] (b) Param`etre d’ordre
FIG. 5.3. Profils de concentration et de param`etre d’ordre simul´es en 1D afin de valider le choix des valeurs num´eriques des param`etresλ et β.
mˆeme param`etre de maille [Boussinot 09].
Dans le cas pr´esent, nous avons besoin de l’´energie d’interface pour l’AM1 autour de 1000◦C. Nous avons choisi de calibrer ce param`etre sur la taille critiqueℓ3D`a partir de laquelle les pr´ecipit´es sph´eriques se transforment en pr´ecipit´es cubo¨ıdaux. Cette taille peut ˆetre mesur´ee sur des micrographies. D’apr`es les micrographies dans [Diologent 02], nous avons trouv´e une valeur d’environ 50 nm pourℓ3D. Cette taille caract´eristique peut ´egalement ˆetre ´evalu´ee analytiquement en comparant l’´energie d’une sph`ere deγ′isol´ee dans une matriceγ et l’´energie ´elastique d’un cube isol´e de mˆeme volume. Un calcul approch´e d´ecrit dans
[Khachaturyan 83] et repris dans [Boussinot 07] donne :
ℓ3D= C11C44(C11+ C12+ 2C44) (C11+ 2C12)2|∆| µ 0.0601 + 0.0429 ∆ C11+ 2C12+ 4C44 ¶−1 σ C44ε02 (5.58)
avec∆ = C11− C12− 2C44etσ l’´energie d’interface γ/γ′. Pour un misfit de−0.1%, cette formule donne, pour les constantes ´elastiques propos´ees,σ ≈ 0.6 mJ.m−2.
Pour des simulations 2D, la microstructure est invariante par translation suivant l’axez. La transition
morphologique sph`ere-cube devient une transition cercle-carr´e. Cette transition est caract´eris´ee parℓ2D. La formule analytique est donn´ee dans [Boussinot 07] et donne pour les constantes ´elastiques retenues dans ce travail :
ℓ2D
ℓ3D ≈ 0.125
(5.59) Par cons´equent, dans nos simulations 2D nous utiliserons une ´energie d’interfaceσ2D= 5 mJ.m−2.
Dans le paragraphe 5.3.3, une estimation des coefficients ˜λ et ˜β a ´et´e propos´ee. Leurs valeurs sont
affin´ees par la simulation d’une interfaceγ/γ′en 1D. Les valeurs retenues sontλ = 0.21 et β = 0.000975. La figure 5.3 montre que ces valeurs conduisent `a des interfaces suffisamment diffuses `a l’´echelle du pas de grille.
Coefficient de diffusion La lin´earisation de (5.4) autour decγ permet d’obtenir une relation entreM et
le coefficient d’interdiffusion :
M =D(cγ)
∆f (5.60)
o`uD(cγ) = D0exp(−∆U/kT ) est le coefficient d’interdiffusion. Les valeurs num´eriques pour D0et∆U sont prises dans [Fujiwara 99] (D0= 1.4510−4m2s−1,∆U = 2.8 eV). Le param`etre de relaxation L dans (5.3) est pris ´egal `aM d2.
5.4. Simulations avec le mod`ele champs de phases ´elastique
(a) t=0 (b) t=1 h (c) t=61 h (d) t=180 h
(e) t=0 (f) t=1 h (g) t=61 h (h) t=180 h
FIG. 5.4. G´en´eration de la microstructure cubo¨ıdaleγ/γ′. Les images de la ligne sup´erieure repr´esentent le champ de
concentration, les images de la ligne inf´erieure repr´esentent les champs de param`etres d’ordre. La simulation fait 10µm x 10 µm.
5.4.2
G´en´eration de la microstructure cubo¨ıdale en 2D
Le but de ce chapitre est d’´etudier la mise en radeaux des pr´ecipit´es initialement cubo¨ıdaux. Dans cette section, nous pr´esentons les r´esultats du mod`ele champs de phases conduisant `a la microstructure cubo¨ıdale qui sera utilis´ee ult´erieurement comme configuration initiale pour les simulations sous charge- ment m´ecanique. La g´en´eration de la microstructure cubo¨ıdale a d´ej`a ´et´e trait´ee dans la litt´erature. La majeure partie des publications traitent ce probl`eme en ´elasticit´e homog`ene [Wang 98, Zhu 04, Wang 08]. Certains travaux ont toutefois ´et´e r´ealis´es dans des situations o`u les propri´et´es ´elastiques des deux phases sont tr`es diff´erentes [Hu 01b, Zhu 01]. Dans les superalliages, les constantes ´elastiques des phasesγ et γ′ ne diff`erent que d’environ 10% comme nous l’avons vu dans l’annexe E. L’influence de l’inhomog´en´eit´e
des constantes ´elastiques devrait donc ˆetre relativement faible si le chargement ext´erieur est nul.
Une grille r´eguli`ere de 512x512 points est utilis´ee pour g´en´erer la microstructureγ/γ′ `a partir d’un ´etat d´esordonn´e sous des conditions de bords libres. Le d´esaccord param´etrique ´etant relax´e ´elastiquement `a 950◦C, la g´en´eration de la microstructure est r´ealis´ee en ´elasticit´e. On choisit un misfit de -0.1%. La figure
5.4 pr´esente l’´evolution microstructurale. La fraction volumique d’´equilibre vaut 72%. Les images 5.4(a)-
(d) repr´esentent le champ de concentration local dans un d´egrad´e de gris. Les images 5.4(e)-(h) repr´esentent les champs de param`etres d’ordre suivant un sch´ema de couleurs qui fait apparaˆıtre les quatre variants de translation de la phaseγ′et la phaseγ dans des couleurs diff´erentes. L’´evolution microstructurale d´ebute avec la formation de nombreux domaines γ′ dont la forme n’est pas bien d´efinie. Pendant le recuit, la taille moyenne des pr´ecipit´es augmente et leurs formes ´evoluent de telle sorte qu’apr`es 180 h on obtienne la microstructure caract´eristique des superalliages compos´ee de cubes de γ′ align´es avec les directions cubiques. Dans cette microstructure, la phaseγ′ est toujours entour´ee par la phaseγ ce qui est en accord avec le fait que l’´energie de paroi d’antiphase dans la phaseγ′est sup´erieure `a deux fois l’´energie d’interface
γ/γ′[Kikuchi 79, Le Bouar 03].
La figure 5.5 montre un zoom de la microstructure apr`es 61 h de recuit. Cette image contient de gros pr´ecipit´es cubo¨ıdaux et de plus petits qui ont une forme plus sph´erique. Cette observation peut ˆetre utilis´ee pour estimer la taille critiqueℓ2Dd´efinie au paragraphe 5.4.1. Le pr´ecipit´e 1, dont la taille est de 82 x 55 nm, est clairement cubo¨ıdal tandis que le pr´ecipit´e 2, dont le diam`etre est de 35 nm, est presque sph´erique. Par
FIG. 5.5. Zoom sur la figure 5.4(c) , taille 170 nm x 170 nm.
cons´equent la taille critique de transition sph`ere cube est d’environ 50 nm comme c’est le cas pour l’AM1. La figure 5.4(d) montre une dispersion importante sur la taille des pr´ecipit´es compar´ee aux microgra- phies exp´erimentales. Comme montr´e dans [Hu 01b, Zhu 01], une dispersion moins importante peut ˆetre obtenue quand l’inhomog´en´eit´e ´elastique est tr`es forte. D’apr`es les simulations de [Hu 01b, Zhu 01], les constantes ´elastiques des pr´ecipit´es doivent ˆetre deux fois plus importantes que celles de la matrice pour retrouver une microstructure similaire `a celle de l’AM1. Une telle inhomog´en´eit´e ´elastique est en d´esaccord avec toutes les mesures exp´erimentales.