金属材料抗侵彻性能及机理研究综述

陈嘉琳 , 李述涛 , 马上 , 陈叶青 , 刘引 , 田权伟 , 钟茜婷 , 宋佳星

工程（英文） ›› 2024, Vol. 40 ›› Issue (9) : 141 -169.

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工程（英文） ›› 2024, Vol. 40 ›› Issue (9) : 141 -169. DOI: 10.1016/j.eng.2024.03.023
研究论文

金属材料抗侵彻性能及机理研究综述

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The Anti-Penetration Performance and Mechanism of Metal Materials: A Review

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摘要

本文综述了金属材料的抗侵彻冲击原理及强化机制，从宏观破坏模式至微观失效特征进行了系统分析，并深入探讨了微观和宏观特性在抗侵彻过程中的相互关联。本文评估了冲击侵彻领域内常用的本构模型以及相关的数值模拟研究。宏观层面，归纳了金属材料的九种常见侵彻失效模式，并对侵彻过程中的成坑、压缩剪切、穿透及堵塞阶段进行了深入分析。微观层面，详细探讨了不同晶体结构金属中绝热剪切带（ASB）的形成原因，并探索了ASB中等轴晶粒的形成机制。金属材料的强度和韧性与其晶体及微观结构密切相关，其中韧性主要受变形机制控制，而强度则由强化机制所解释。因此，金属材料的综合力学性能显著依赖于其微观结构特征，这些特征通过特定的制造工艺和成分设计得以实现。在数值模拟方面，根据金属材料在高速侵彻中的应用特性，比较分析了不同本构模型和模拟方法的优势和局限性。总体而言，本文全面回顾并分析了金属材料在抗侵彻冲击过程中的宏观与微观特征，探讨了这些特性的形成机制及其相互关系。本研究对深入理解金属材料的抗侵彻性能及其优化具有显著的科学价值。

Abstract

This article reviews the anti-penetration principles and strengthening mechanisms of metal materials, ranging from macroscopic failure modes to microscopic structural characteristics, and further summarizes the micro-macro correlation in the anti-penetration process. Finally, it outlines the constitutive models and numerical simulation studies utilized in the field of impact and penetration. From the macro perspective, nine frequent penetration failure modes of metal materials are summarized, with a focus on the analysis of the cratering, compression shear, penetration, and plugging stages of the penetration process. The reasons for the formation of adiabatic shear bands (ASBs) in metal materials with different crystal structures are elaborated, and the formation mechanism of the equiaxed grains in the ASB is explored. Both the strength and the toughness of metal materials are related to the materials’ crystal structures and microstructures. The toughness is mainly influenced by the deformation mechanism, while the strength is explained by the strengthening mechanism. Therefore, the mechanical properties of metal materials depend on their microstructures, which are subject to the manufacturing process and material composition. Regarding numerical simulation, the advantages and disadvantages of different constitutive models and simulation methods are summarized based on the application characteristics of metal materials in high-speed penetration practice. In summary, this article provides a systematic overview of the macroscopic and microscopic characteristics of metal materials, along with their mechanisms and correlation during the anti-penetration and impact-resistance processes, thereby making an important contribution to the scientific understanding of anti-penetration performance and its optimization in metal materials.

关键词

金属材料 / 破坏模式 / 绝热剪切带 / 强化机制 / 数值模拟

Key words

Metal materials / Failure model / Adiabatic shear band / Strengthening mechanisms / Numerical simulation

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陈嘉琳,李述涛,马上,陈叶青,刘引,田权伟,钟茜婷,宋佳星. 金属材料抗侵彻性能及机理研究综述[J]. 工程（英文）, 2024, 40(9): 141-169 DOI:10.1016/j.eng.2024.03.023

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1 引言

随着工业化进程的快速推进，侵彻冲击问题不仅是军事领域重点研究的课题，也日益受到诸如核工业、汽车业、航空航天等民用领域的关注，抗侵彻冲击材料及其作用机理成为其中的研究重点[1‒4]。金属材料因其高强度、高延展性及优异的能量吸收性能，是最早被应用于抗侵彻领域的工程材料。例如，AlCoCrFeNi2.1共晶高熵合金（HEA）[5]、CoCrFeMnNi HEA [6]以及具有高强度和高延展性的316L不锈钢与Inconel 625功能梯度材料[7]。自20世纪60年代开始，众多研究者便致力于金属靶板的抗侵彻机理研究，深入分析了金属靶板在弹体侵彻下的变形过程及力学机理[4,8‒13]。

提高金属材料的抗侵彻性能是该领域研究者的共同目标。已有研究表明，金属材料的抗侵彻性能与其力学性能（如强度、韧性、硬度等）及结构等相关参数之间存在定性关联。研究一致认为，通过增强材料的强度和韧性等力学性能，或优化材料的组合和排列结构，可以提升金属材料的抗侵彻性能[14‒18]。抗侵彻性能，也被称为弹道性能，通常随着金属靶强度的增加而提高，这是由于强度能够提供对塑性流动的阻力，然而超过某一点后，强度的增加通常伴随着韧性的降低，反而会降低其弹道性能。因此，在增强金属材料抗侵彻能力的研究中，主要关注两个方面：一是通过热处理调控其显微组织，使金属材料具有高强度、高硬度和优异的抗侵彻性能[19]。例如，在对钛合金的热处理过程中，随着固溶温度的升高或者固溶后冷却速度的加快，合金会发生相变，从而强度升高，塑性降低[20]。二是通过提高金属材料的韧性，促使其在冲击侵彻下发生较大的塑性变形，从而将侵彻动能转化为塑性功。例如，具有低层错能（SFE）的Cr26Mn20Fe20Co20Ni14 HEA，在4.2~293 K的温度范围内展现出优异的延展性。随着温度从293 K降至77 K，其延展性提高了30%~95% [21]。这种合金在低温下出色的性能可归因于其较低的SFE（9.9 mJ·m-2），这促进大量孪晶的形成，并引发更多的相变，从而实现了高效的缺陷（位错、孪晶界和相界面）存储。此外，可以通过适当的材料设计同时提升强度与延展性。通过负混合焓效应制备的HfNbTiVAl10合金，在室温下拉伸延展性显著提升[22]。具有双相结构的AlCoCrFeNi2.1合金，由于软的无序面心立方（FCC）和硬的有序B2体心立方（BCC）的应力分布效应，实现了高强度和高延展性的结合[5]。类似的策略也已在(W1.5Ni2.25Fe)95Ta5合金中得到验证[16]。此外，通过改变材料的厚度、层与层之间的连接方式以及排列顺序，可以探索特定金属材料抵抗冲击和侵彻的最优组合配置[23‒27]。

在高速冲击和高应变率加载条件下，材料的内部温度急剧上升，导致局部区域的热软化。当这种热软化超过应变和应变率硬化时，大多数金属材料将在局部形成绝热剪切带（ASB）。随后，ASB触发裂纹的形核和扩散，最终导致材料的失效，表现为宏观的破坏模式[27]。ASB的宽度随冲击速度的增加而增大[28‒29]。ASB和裂纹的演变顺序为：首先，在剪切的局部区域出现密集位错，并发生再结晶，导致ASB的形成；随后，由于ASB的变形，裂纹形核、生长和扩散发生；最终，裂纹的合并和扩散导致金属材料的失效。

为提高金属材料的抗侵彻性能，针对其在弹体冲击下的变形过程及侵彻机理进行了大量研究。研究结果表明，材料的弹道性能与其力学性能（如强度和韧性）密切相关，而力学性能又由其显微组织特征决定[30]。然而，当前阶段仍缺乏关于不同宏观破坏模式与微观显微组织之间关联机制的系统性综述研究。

因此，本文以金属材料的抗冲击侵彻行为为主要研究对象，从宏观层面的破坏模式、侵彻机理和弹道极限等方面，到微观层面的形貌特征及形成机理，系统阐述了金属材料的抗侵彻性能，总结了抗侵彻过程中微观与宏观之间的主导相互联系及关联机制。此外，还对冲击侵彻领域的本构模型理论计算和数值模拟进行了系统综述。最后，提出了当前金属抗侵彻研究中存在的问题，并展望了未来的发展方向。

2 宏观破坏描述

2.1 宏观破坏模式

金属材料，一直是装甲结构及重要建筑设施中抗爆炸冲击及高速侵彻等大应变率载荷的重要材料。冲击载荷下，金属材料主要通过塑性变形、裂纹的形成与扩展来吸收能量，从而实现抗侵彻功能，其失效是多种机制共同作用的结果。

不同金属及合金材料表现出多种破坏模式，包括初始应力波作用下的断裂、垂直于冲击方向的径向断裂、层裂、冲塞、鼓包、靶后及靶前花瓣型瓣裂、韧性扩孔以及脆性破碎等九种主要破坏模式（图1）[9,27,31‒37]。

金属材料在受到高速冲击时，其失效模式还与板材的强韧性和靶材厚度有关。将靶板厚度小于弹丸直径的称为薄靶板，相反，则为厚靶板。为更直观地展示上述失效模式，本文根据材料属性和侵彻状态对其进行了分类，如表1所示。

通常，脆且厚的金属靶板易出现初始应力波断裂[图1（b）]、径向断裂[图1（a）]及破碎[图1（i）]现象[38‒39]；而韧且厚的金属靶板则易形成韧性扩孔[图1（f）]、鼓包[图1（e）]及层裂[图1（c）]；脆且薄的靶板中容易冲塞[图1（d）]；而韧且薄的靶板则倾向于形成花瓣型瓣裂[图1（g）和（h）]。一般认为，破碎及花瓣型瓣裂，尤其是后花瓣型瓣裂所吸收的能量较多。然而，在实验过程中，侵彻破坏模式并不绝对唯一，通常，多种破坏模式相互作用，相互影响，甚至脆性与韧性破坏模式常常同时发生。表2 [13‒14,23‒27,30‒31,33‒36,40‒68]归纳了一些常见金属靶在侵彻实验中所展现出的破坏模式。

2.2 侵彻机理

典型的完整钝头弹韧性扩孔侵彻过程可分为三个阶段，即开坑阶段、压缩剪切阶段、侵彻及冲塞阶段[69‒70]，这三个阶段的变形模式和吸能机理均不同，图2为各个阶段变形及受力特征的示意图与数值模拟图。

（1）开坑阶段[图2（a）]：当弹丸以高速撞击靶板时，弹丸与靶板的接触速度最大，产生的碰撞应力可达数十吉帕，远远超过靶板的动态强度。在这种高应力下，靶材开始发生局部变形，并在碰撞区域产生粉碎性破坏。在反向强压力作用下，弹体发生变形，导致弹头被挤压变粗，接触面积因此增大。随后，弹靶之间的强摩擦与靶板的变形将弹体侵彻的高速动能消耗，转换为内能。此时侵彻速度极快，历经时间极短，热量来不及散失，导致靶板撞击位置产生局部加热。在压力和热量的共同作用下，加热的熔融金属向抗力最小的方向飞溅，形成发光、发热现象，如图2（a）中飞溅的火花。

（2）压缩剪切阶段[图2（b）]：在弹体继续向靶内侵彻过程中，因弹体和靶板的速度变化剧烈，从而产生了强惯性力，其与压力的共同作用下，弹体的速度逐渐下降，而靶板被压缩部分的速度则不断增加。由于被压缩区域的相邻部分速度较小，从而形成了速度梯度，导致剪切力的产生。在此阶段，剪切力仅引起靶板的塑性变形。当靶板被加速的部分扩展至背面时，靶后出现鼓包，标志着该阶段的结束。

（3）侵彻及冲塞阶段[图2（c）]：弹体与上一阶段被加速的靶板部分（平面示意图）继续进行侵彻，此时在靶板内产生强大的剪切力，如数值模拟图所示，在剪切处出现明显应力分布。该过程较为复杂，因为剪切极限点和冲塞剪切发生的位置受多个因素的影响，如被侵彻金属靶材料的属性、弹丸的形状以及其速度[38,71‒72]。不同的金属靶材料展现出各异的强度、硬度和延展性，这些特性可以影响剪切力的大小和冲塞发生的位置。靶材厚度的增加可能导致剪切力的增加和冲塞位置的变化；冲击速度的增加能够造成更大的冲击力，从而增加剪切力和冲塞的可能性。弹丸的形状和大小也可以影响剪切力和冲塞发生的位置。例如，尖头弹丸和钝头弹丸的性能可能会有所不同。在实际应用中，这些因素可能会相互作用，使剪切力和冲塞位置更加复杂。因此绝大部分的塑性功在瞬间转化为热量，且来不及散失到周围区域。同时在侵彻部分的某些区域内，同时存在着应变率硬化效应、应变强化效应及由绝热升温导致的热软化效应，此区域为最薄弱的地方。当剪切应变达到临界应变后，热软化效应将占主导地位，导致金属靶板材料发生结构失效，并产生绝热剪切现象，最终引发剪切冲塞破坏。

当破坏扩散至整个靶板时，残余弹体、被加速的靶板部分及部分金属碎块将以剩余速度从孔口喷出，标志着侵彻过程的完成，如图2（d）所示。

2.3 弹道极限

对于弹体侵彻金属靶的研究日益增长，表2归纳了近几年有关侵彻的研究进展，多数研究集中于对侵彻能力的探究，主要通过改变金属靶的组合结构配置（层数、厚度及形状等），探索出具有优异抗侵彻能力的组合模式[56,68,73]。然而，无论采用何种金属靶的组合模式，金属材料的力学性能仍是直接决定抗侵彻性能的主要因素。因此，金属材料的力学性能与抗侵彻能力之间的关系也一直备受关注[14,34‒35,47,58‒59,62,65,67,74]。研究表明，动态强度及准静态强度对合金材料的抗侵彻性能具有决定性影响，而冲击吸收功、动态塑性和准静态塑性对抗弹性能的影响是非决定性的[58]。此外，温度对金属靶板的抗侵彻性能也有显著影响。例如，GH4169合金靶板的弹道极限速度与靶板温度呈近似线性关系[55]。

金属材料抗侵彻性能的评估具有高度的复杂性。如今，目前尚无单一明确的指标能够全面表征金属材料的抗侵彻能力。这一现状的主要原因主要包括三个方面。

（1）金属靶板的厚度差异要求采用不同的方法来评估其抗侵彻性能。板材厚度的改变会在侵彻过程中产生多样化的破坏模式。例如，对于中等厚度或近乎无限大的板材，通常将侵彻深度作为衡量抗侵彻性的指标。较低的侵彻深度意味着更优越的抗侵彻表现。然而，对于能够被弹丸完全贯穿的薄板材，侵彻深度不再是适宜的评价标准。在这种情况下，剩余速度常用于评估材料的抗侵彻能力，较低的剩余速度表明更高的防护性能。

（2）金属靶板的结构差异要求采用不同的方法来评估其抗侵彻性能。例如，对于具有特殊结构设计的金属靶板，如蜂窝状、层状或阶梯式结构，弹丸在侵彻时通常不会保持直线路径，这限制了侵彻深度作为衡量抗侵彻能力指标的有效性。在此类情况下，其他因素如侵彻引起的损伤面积、弹坑形态或能量吸收率则被采用作为评估其抗侵彻能力的指标。其中，较小的侵彻损伤面积表明了更好的侵彻阻抗能力。

（3）依据应用背景的不同要求采用不同的方法来评估其抗侵彻性能。在金属靶板未被完全贯穿的情况下，尽管靶板可能阻止了侵彻，吸收了弹丸的全部动能，但可能在板后产生剧烈的冲击波和碎片，这些现象可能对靶板后方的物体造成损伤。因此，在这种场景下，如冲击波压力、碎片的数量和速度等因素，变成了衡量抗侵彻性能的重要指标。优异的抗侵彻性能表现为更低的冲击波压力、较少的碎片数量以及更慢的碎片速度。

总体来说，目前尚无一个能够全面反映金属材料抗穿透性能的综合性指标。因此，应根据研究的具体情况来评估性能。

表2的研究显示，根据金属靶板的厚度，大致可将其分为两类：薄板穿孔和厚板或半无限厚板穿透。对于厚板或半无限厚板，侵彻深度、火山口形态及能量吸收率等是主要关注点。火山口形态参数，如深度和直径等，对数值模拟的验证具有重要意义。对于薄板，金属板靶的弹道极限速度和破坏模式等是研究的重点。弹道极限速度是定量表征材料弹性阻力的基本指标，其定义为子弹以50%的概率穿透被测样品的入射速度。弹道极限速度通常被用作防护材料安全评估的基准参考值，或在弹道学中被用来确定材料的“基准”弹道阻力。其计算方法为未射孔的最高冲击速度和目标完全射孔的最低冲击速度之间的平均值[75]。

一种常用的弹道极限速度计算方法是由Recht和Ipson [76]基于能量和动量守恒提出的模型：

v r = a v i p - v b l p 1 p

式中，v i和v r分别为初始冲击速度和残余速度；v bl表示弹道极限速度；a和p为模型常数。通过实际弹道冲击实验，得到一系列的初始冲击速度和残余速度，将得到的数据点进行拟合，得到模型常数a和p的值，从而进一步计算出弹道极限速度。

另一种常用的方法是基于能量的计算，其原理为假设侵彻弹体的动能完全转化为靶体破坏所需的能量。Taylor [77]建立了韧性扩孔破坏模式的合适模型；Thomson [78]针对碟形损伤建立了模型；Sun等[79]为靶板出现的延性扩孔和碟形损伤的混合损伤模式进行了能量分析，所消耗的能量见式（2）：

W e = 1.92 π R h 2 σ 0 h t - 1 3 R p + π 6 R h R p σ 0 R h + π 6 R p + 1.42 π σ 0 R h 3 88.4547

总结得到弹道极限速度的表达式为

v b l = 2 W e m p

式中，W e为破坏金属目标所需要的能量；m p为弹体质量；R h为弹体侵彻靶板的弹孔半径；σ 0为撞击靶板的最大应力；h t为靶板厚度；R p为弹体半径。

从不同角度计算，都能够得到金属靶板的弹道极限速度。所选择的计算方法需依据实验设计及所获得的测量数据进行决定。但是无论采取何种方式计算，其结果仍需通过试验等进一步验证。

3 微观失效描述

3.1 微观失效机制

早在1944年，Zener和Hollomon [80]在对钢的高速穿孔实验研究中，便观察到在穿孔处呈现出明显的白色明亮ASB，其也被称为白色蚀刻带，此现象意味着在ASB内发生了相变[81]。已在钢[82‒84]、钛及其合金[85‒87]、钽及其合金[88,89]、铝合金[90]和镁合金[91]中发现白色ASB并对其进行了相关研究。Me-Bar和Shechtman [92]最早通过透射电镜（TEM）对Ti-6Al-4V合金ASB内部进行了微观组织观察，在此之后，大量学者开始了对ASB内部微观复杂结构演化的广泛研究[93‒98]。通过对ASB内的微观组织进行TEM表征，可以看到非常细的晶粒组织[92,99‒103]，称之为再结晶晶粒，其尺寸通常达到纳米级别，高速冲击下金属材料ASB内等轴晶粒尺寸范围为10~500 nm。产生再结晶晶粒的主要原因之一为塑性变形与高速剪切过程中产生的热量达到材料的β转换点[104]，且该过程历时很短，产生的热量不能充分散失而产生了重结晶现象；晶粒转动机制[103]在重结晶过程中也起着关键的作用，促使等轴新晶粒的产生[102]。

不同尺度下ASB的典型微观形貌如图3所示[89,96‒97,105‒106]，图3（a）为ASB毫米尺度形貌图，图3（b）~（c）为ASB微米尺度形貌图，图3（d）~（g）为ASB纳米尺度形貌图，图3 （h）~（j）为ASB高倍电子衍射图。在高速冲击下，Ti-5553合金宏观表面出现明显的白色亮带，并伴有裂纹的产生[97]，如图3（a）所示。图3（b）~（c）展示了Ti-5553合金和Ti-3Al-5Mo-4.5V合金微观结构中的ASBs。在ASB与正常组织结构之间有一个明显且清晰的界线。如图3（d）~（e）中部分放大视图所示，可以观察到极其微小的纳米颗粒，这表明在ASB中发生了再结晶。图3（f）和图3（g）显示，再结晶的晶粒可能是等轴晶粒，在cobalt-nickel合金中也观察到了类似的现象[96]。图3（h）~（j）分别对应于ZK60镁合金的剪切带外部、边缘和内部的高倍电子衍射图案[105]。通过比较可以看出，ASB外部的微观结构没有显著改变，其衍射图案是有序排列的单晶结构；而在ASB内部观察到的是圆形的多晶结构，表明在带内形成了具有显著取向差异的再结晶晶粒。ASB的边缘展现出上述两种现象之间的过渡。

此外，在ASB附近和内部，除了纳米晶组织以外，还可观察到其他复杂结构的存在。如图3（d）所示，在M54钢ASB区域内部还可观察到孪晶结构的存在。在准静态压缩下，CrMnFeCoNi HEA的FCC结构中可以观察到变形孪晶结构和六边形紧密堆积（HCP）区域[107‒108]。

不同的材料可以产生独特的结构，这在很大程度上取决于侵彻过程产生的绝热温度和材料的微观结构组成。绝热温度的产生来源于热力学耦合作用，在这一过程中，金属材料在高应变率下的形变将机械能转换为内能并进行耗散。在极短的时间范围内和极小的空间尺度上，这个过程可以被认为是绝热的[109]，导致材料内部温度的增加。虽然热量释放可以在整个固体中均匀发生，但在严重局部应变的特殊情况下，它可以引起局部温度升高[110]。ASB中的温度升高是微观结构演化和相变机制的一个重要参数指标[111]。在高应变率形变过程中通常使用以下方程估算温度升高[112]：

Δ T = T a d - T 0 = β W P ρ C v
W P = ∫ ε y ε f σ d ε

式中，ΔT是由绝热引起的温升；T ab是热力学温度；T 0是初始温度；ρ是密度；C v是比热容；β是形变过程中的热耗散与机械功的比值；W P是塑性功；ε y和ε f分别是屈服应力和最终应变；σ是剪切应力。

在材料的微观结构组成方面，以Ti1023-5为例[113]，在绝热剪切区域（ASB附近），通过高分辨率透射电子显微镜（HRTEM）分析，两种不同取向的孪晶结构可被明显区分。图4显示了Ti1023-5绝热剪切带中心的TEM图像[113]。图4（a）展示了中心区域整个样品的低倍TEM亮场图像，在该图像中，ASB中心的晶粒被显著细化。在图4（a）选定的区域中，黑色对比晶粒内部的白色对比平行分布的针状结构是孪晶片，如图4（b）所示。图4（b）中白色圆形区域的电子衍射分析如图4（c）所示，确认了孪晶的结构。图4（b）中的粉红色矩形区域进行了HRTEM检测，结果显示在图4（d）中。图4（d）中的矩形区域1通过图4（e）所示的快速傅里叶变换（FFT）确定。图4（d）中的矩形区域2通过FFT显示，其中包含了基体和孪晶[图4（f）]。这一现象在图4（h）中得到了确认。图4（g）显示了图4（d）中矩形区域3的FFT结果，观察到了α-马氏体斑点和α基体斑点。

ASB中心或附近孪晶的出现主要是由于机械孪晶对应变率的敏感性较高。某些特定区域产生局部应力集中，从而引发孪晶的形成。这种孪晶的形成有利于有效适应动态条件下的塑性变形[114]。在动态加载过程中，纳米孪晶的形成可能会进一步将ASB纳米晶粒分割成更小的碎片，并产生更多的边界以增加位错运动的阻碍。这种增强应变硬化和抵消热软化的效应，使材料在动态载荷下达到相对稳定的状态。类似的现象在已发表的研究中也被观察到[115]。

为了进一步提高金属材料的抗侵彻性能，必须尽量减少ASBs的形成。ASB区域或附近复杂结构的产生可能会引起应力集中，加剧ASB的损伤。可以从两个维度对这些材料的性能进行优化：一是提高材料的热导率，保证材料的均匀性和高热扩散率以降低其绝热温度；第二种是应用创新技术来提高金属材料的加工硬化率，或制造具有优异强韧性组合的合金，以限制ASBs的发生[5, 16, 22]。

除以上典型结构外，不同的晶体结构的金属在显微组织特征和微观ABS组织结构演化上存在差异[116]，其也直接影响材料的力学响应。

3.1.1 传统FCC晶体结构金属的ASB特征

针对具有FCC晶体结构的铝及铝合金、铜及铜合金和镍基合金的大量研究表明[30,52,117‒119]，FCC金属中的再结晶晶粒是通过位错重组形成的，其演变方式主要由SFE决定。随着SFE的降低，位错交叉滑移的趋势减小，位错堆积的趋势增大[120‒121]。在塑性变形过程中，对于具有较高SFE的金属[122]，位错滑移是主要的变形机制，因此会在其ASB内观察到滑移层微观结构[93,122]，如图5（a）~（c）所示。图5（d）~（f）[122‒124]显示再结晶形成的纳米颗粒许多也分布在滑移带中[123]，且晶粒尺寸不均匀[123,125]。图5（e）和（f）[122,124]中进一步对等轴晶粒进行高倍电子衍射图观察，发现晶粒的取向随机分布，但主要形成高角度晶界（GBs）[124]。高密度位错也出现在部分晶粒中[123]，表明在此过程中发生了剧烈的剪切变形。

3.1.2 传统BCC晶体结构金属的ASB特征

BCC金属的应变率敏感性较高，其屈服应力对应变率具有依赖性[116]，因此在形成ASB的作用机制上与FCC晶体结构金属有着明显区别。BCC晶体结构金属以损伤软化为主，热软化仅起次要作用，而FCC晶体结构金属主要以热软化为主[126]。在BCC金属中形成ASB的过程，常常伴有相变的发生。例如，在对β型Ti-5Al-5Mo-5V-1Cr-1Fe合金进行高应变率下帽形试验时，ASB内可同时观察到α马氏体相和α相晶粒，这表明ASB内发生了从β-Ti到α正交相的相变[127]。同样，在对β型Ti-5Al-5V-5Mo-3Cr-0.5Fe合金进行动态加载时，会发生应力诱导BCC向HCP的相变[128]。

3.1.3 传统HCP晶体结构金属的ASB特征

相比于FCC与BCC型金属及其合金材料，具有HCP晶体结构的钛、镁及其合金等由于滑移系较少，在室温下塑性变形能力较差，因此在高应变率下塑性变形更易发生绝热剪切带[105,129]。Meyers等[73]利用霍普金森杆对α-Ti帽状试样进行了动态压缩性能测试。研究结果表明，当应变达到0.83时，即发生绝热剪切局部化现象，其剪切带宽度在3~20 μm范围内变化，且剪切带宽度随塑性应变增大而增大。

在典型HCP晶体所形成的ASB附近，沿剪切方向可见明显拉长的晶粒[89,97,130]，并且会在应力应变曲线中显示出塑性流动[131]；在ASB内部与附近之间的界限区域，即ASB过渡段，会观察到亚晶粒转变或者变形孪晶[86,132]；在ASB中心内部，会发生亚晶粒破碎现象，或者由孪生诱导的旋转动态再结晶机制，形成位错密度相对较低的纳米级等轴晶粒组织[89,97]，且ASB内变化一般不伴随着相变发生[129]。图6展示了具有HCP晶体结构的细晶Ti-3Al-5Mo-4.5V合金的ASB微观结构图[89]。图6（a）中ASB宽度约为13 μm，图6（b）~（d）为其附近、过渡段、内部的SEM放大图，从ASB的边界附近到中心内部存在明显的结构变化。由于强烈的剪切变形，ASB过渡段[图6（c）]与内部[图6（d）]存在纤维结构，尤其ASB内的结构沿剪切方向细化拉长。图6（f）显示，ASB内部形成宽度约为0.2~0.5 μm的细长单元结构，细长的细胞结构在垂直剪切方向上分裂成几个具有不同取向的亚晶粒，且其内部位错密度较低，具有典型的再结晶特性。

3.1.4 HEA金属的ASB特征

不同于传统合金，由BCC、FCC和HCP的任一结构或多种结构组合而成的HEA由于其优异的力学性能，特别是优异的应变硬化能力和显著的抗剪切局部化能力，因此在弹道防护方面具有巨大潜力[52,133]。HEA中元素的分布往往是不均匀的，这可能导致不同的结构相。例如，在一些高熵合金中，BCC和FCC结构可能共存，而在另一些高熵合金中，则可能观察到HCP结构[134‒135]。HEA的成分通常比较复杂，需要通过热力学计算和相图分析来确定元素的最佳结构[136‒138]，如通过计算吉布斯自由能来判断结构的稳定性，吉布斯自由能越低，结构越稳定。通过绘制合金成分随温度变化的曲线图，可以确定在不同温度下形成的可能相。由于高熵合金复杂的元素组成和多变的结构，其形成机制和微观形貌均存在显著差异。

固溶强化[图7（a）和（b）] [48,139]、位错强化[图7（c）和（d）] [140‒141]、孪生强化[图7（e）和（f）] [142‒143]以及相变强化[图7（g）和（h）] [134]等组合的多重强化机制导致了其优异的加工硬化率[144‒146]。目前，关于高熵合金在高速冲击和高应变率下动态行为的研究包括FCC结构[144,147‒148]、BCC结构[107,146]以及FCC/BCC双相结构[5]。然而，值得注意的是，尽管有一些关于非FCC高熵合金的研究，但由于BCC高熵合金的加工硬化率低和易形成ASB，其应用受到限制[149]。

3.2 动态再结晶

通常，在ASB内可观察到超细纳米晶粒的存在，该结构是由动态再结晶所造成。动态再结晶过程的发现可追溯到20世纪80年代[86]，根据Derby的分类，可将其主要分为两种：迁移动态再结晶和旋转动态再结晶[150]。为探究在ASB内发生的再结晶是何种机制，Rath和Hu [151,152]通过理论计算推导出了晶界迁移速度的模型公式为：

v = M GB( γ G B R G B) m

式中，v为GB迁移速度；M GB为描述GB迁移率的常数；R GB为GB半径；γ GB为GB能量；m为GB迁移指数。通过计算可得，在900 K下，迁移速度估计为22 nm∙s-1，在1000 K和1100 K下，迁移速度会更高，为141 nm∙s-1和652 nm∙s-1。

Meyers [103]、Hines和Vecchio [153]等计算了绝热剪切作用后的冷却时间（约为10-3 s）因此，通过式（6）可计算出晶界迁移在此时间内所移动的距离。结果表明，晶界迁移的距离远远小于ASB内纳米晶粒的尺寸大小（20~200 nm），因此指出，只是迁移再结晶机制不足以形成ASB内的纳米晶粒。

基于GB能量变化和扩散机制，Li等[154]提出了一种晶粒成核生长的模型。预测了窄带内剪切局部化期间的晶粒增长率为

d D d t = D B 0 + k 1 γ ˙ D B v t η D + τ i 2 E 2 Ω δ k B T a + α μ b 2 η D 2 2 ρ m 3 γ ˙

式中，D为再结晶的新晶粒直径；t为时间；D B0为GB扩散系数；k 1、k B为玻尔兹曼常量； γ ˙为瞬时应变率； D B v为GB空位扩散系数； η为边界能量密度；τ i为施加的剪切应力；E为弹性模量；Ω为原子体积；δ为晶界面厚度；T a为绝对温度；αμb为位错单位长度的能量（其中，α为0.5~1.0的常数）[155]；ρ m为移动位错密度。

式（7）表明，再结晶的新晶粒直径D随时间t线性增加，并且在几微秒后将转变为指数增长。尽管如此，此阶段所经历的时间只有几微秒，所以生成的晶粒尺寸大小有限，这表明在动态加载过程中几乎不会发生晶粒生长，即冲击侵彻过程产生的动态现象不是由晶粒生长出来的。

图8为旋转动态再结晶模型。在1994年，Andrade等[100]提出了其纳米等轴晶粒形成的演化模型，并使用位错动力学进行了扩展研究[103]，其过程模型如图8（a）~（e）[156]所示。由随机错乱的高密度位错[图8（a）]形成细长椭圆形的子晶粒[图8（b）]，通过能量变换等方式重排位错，使其逐渐获得不同的取向[图8（c）]，随后，通过旋转各个阶段来分解细长的子晶粒[图8（d）]，最终破碎形成等轴晶粒[图8（e）]。

图8（a）是位错随机分布的示意图，对应的TEM如图8（f）[141]所示，其可以看出位错的随机性与密集性。随机分布的位错应变能为

E 1 = ρ d i s A G b 2 4 π l n   a w 2 b ρ d i s 1 2

式中，ρ dis为位错密度；A为取决于位错性质的常数；G为剪切模量； b 为Burgers矢量；a w为与位错的核心能量有关的参数。

随着位错重新排列，其将会演化为亚晶结构，如图8（b）所示，能量也发生改变，此时总能量为

E 2 = ρ d i s A G b 2 4 π l n   e a w 2 π b S V 1 ρ d i s

式中，e为自然常数；S为亚晶粒表面积；V为亚晶粒体积，表达式为

S = 4 π f r W 2
V = 4 3 π r W 3
f r = 1 + r 2 r 2 - 1 s i n - 1   r 2 - 1 r

式中，W为所形成的椭圆亚晶粒短轴；r为椭圆亚晶粒纵横比。

当式（8）和式（9）相等，即E 1 = E 2时，即可得到临界位错密度 ρ d i s *，也可以得到临界短轴长度W和临界取向角θ *与 ρ d i s *的关系：

W = 3 e f k ρ d i s * - 1 2 4 π k
θ * = 3 4 e π 2 f r r b W

式中，k为与材料属性有关的常数。

通过式（13）和式（14）可知，位错密度越高，W就越小，当r → ∞，f(r)/r = π/2，图8（a）与（b）之间的能量差异达到最大。

通过方程（13），可以推断准椭圆形胞元的尺寸主要受位错密度的影响。位错密度与晶胞单元短轴长度2W的关系如图9所示[103]。这一结论与通过TEM实验观察到的结果一致[103]。在这些观察中，发现典型的晶胞单元尺寸在100~300 nm之间变化，并且位错胞形成的时刻大约发生在应变达到1.8时。此时的温升约为400 K，对应的位错密度为1010 cm-2，与图9中的结果一致。

图8（b）~（c）对应亚晶粒的形成过程，微观示意如图8（g）所示，在塑性变形的过程中，其位错密度随着变形量的增加而不断增加，GB的错配度也随之增加[图8（h）]。随着错配度的不断增加，长椭圆形的晶粒不能够适应大的变形能力，位错会发生强制动态旋转，如图8（d）所示；进而分解为小晶粒[图8（e）]，其微观结构如图8（i）所示。Meyers等[157]将这一理论命名为GB旋转理论，为证明此机制的正确性，必须确认GB旋转可以在剪切局部化短暂时间和所经历的温度内完成。

通常可以得出GB旋转形成等轴晶粒过程中所需要的时间为[158]

t = L 1 k B T a 4 δ G B D G B γ G B f θ G B

式中，L 1为初始晶粒长度的一半；δ GB为晶界厚度；D GB为晶界扩散系数；θ GB为晶界旋转角度。通过计算，不锈钢中200 nm晶粒从矩形到等轴形状的旋转发生在0.5 ms的短时间内[89]。因此，实验和理论都证明了在剪切局部化过程中，GB旋转可形成等轴纳米晶粒结构。在不锈钢ASB内观察到的细长和矩形亚晶粒的共存现象，是上述旋转动态再结晶机制形成等轴晶粒机制的重要证据。

4 微观与宏观的联系

衡量金属材料抗侵彻性能的核心指标是弹道极限速度、侵彻深度以及其宏观破坏模式，而以上这些指标又与金属材料的力学性能（强度与韧性等）息息相关。多种力学性能综合作用，产生不同程度的破坏模式。这些力学性能由微观晶格结构、晶粒尺寸、位错密度等显微组织结构决定。通过微观组织结构的变形，在高速侵彻过程中在微观层面形成ASB。

金属材料在高速冲击下的典型失效过程如图10（a）所示，失效开始于宏观裂纹的出现，而冲击裂纹的产生及传播路径则是由ASB诱发，ASB的形成则是由于其热软化效应大于其硬化强化效应而导致的；由于塑性变形期间温度升高导致ASB附近显著动态再结晶，在ASB附近或内部，形成了超细晶粒，如图10（b）、（c）所示；随着弹道冲击过程的进行，动态再结晶晶粒内位错密度显著增加，促进了空隙的形成及其聚结，最终导致裂纹成核和生长[159]。等轴显微结构中的ASB显示出规则间隔类型的传播特征，如图10（d）~（f）中Ti-6Al-4V合金材料所示[60]；而层状微结构中的ASB，显示出网状类型的传播特征，如图10（g）~（i）中Al-Co-Cr-Fe-Ni高熵合金材料所示[13]。

在金属材料抗侵彻过程中，从宏观观察到的破坏模式与微观中观察到的ASB之间，经历了复杂的塑性变形，且与其金属材料的动态强度紧密相关，因此，为解释宏观破坏模式与微观失效模式之间的联系，要清楚地认识变形机制和强化机制。

4.1 变形机制

4.1.1 位错滑移与孪晶

位错运动[图11（a）~（b）] [160]和孪晶[图11（c）] [161]是金属中最常见的变形模式。对于FCC和BCC合金，在塑性变形的过程中，可触发的滑移系较多，因此其变形机制通常由位错的运动所主导；而HCP结构的合金，由于可触发的滑移面较少，通常以孪生的变形方式进行塑性变形。因此，大部分金属材料的微观结构允许位错和变形孪晶的频繁成核和增殖，从而导致优异的延性和强度的组合[162‒164]。图11（a）~（b）中，可明显观察到γ- TiAl位错滑移的过程，随着时间的增加，位错线明显地发生了移动。

变形孪晶的产生和传播是为了适应大塑性应变，并有助于保持良好的延性[114]。这主要是因为形变孪晶可以改变晶体结构、晶粒取向、增加位错，从而影响材料的力学性能[30,165‒166]。当材料受到外力作用时，晶粒内部会产生应力和应变。如果这些应力和应变超过了晶粒的承载能力，就可能导致晶粒断裂和材料失效。然而，如果在晶粒内部形成形变孪晶，可以改变晶粒取向和晶体结构[167‒169]，减少应力集中和GB开裂，使晶粒内部应力分布更加均匀，减少应力集中区域，从而降低材料的脆性。此外，形变孪晶的形成可以增加晶粒内的位错密度，因为孪晶的生长创造了额外的边界，增强了存储位错的能力[170]，使晶粒内的位错更容易移动，从而促进材料的塑性变形。

对于高SFE的金属，合金容易形成变形微带，而对于低SFE的金属，容易发生位错的分解，从而也有利于变形微带的产生，降低微带形成的驱动力[171]，从而可提高其加工硬化率，有利于塑性的提高[117]。因此，在高应变率下，低SFE材料中微带和孪晶之间存在竞争。

此外，冲击波的几何结构也可决定微观变形机制[172]。对于冲击波为球形的撞击坑，具有高SFE的金属材料会形成微带，而低SFE的金属材料形成孪晶和微带的混合物或只形成微带[173]。

4.1.2 相变

相变导致结构发生根本性变化，从而可能极大地影响金属的力学性质。金属材料在塑性变形的过程中，由于形变诱导相变可阻碍位错的运动，从而有利于提高其加工硬化率，并提高其延展性[134]。

一般地，相变多产生于SFE较低的金属材料中[134,174]，例如，在由FCC与HCP双相结构组成的Fe80‒ x Mn x Co10Cr10合金中[图12（a）~（c）] [134]，变形早期主要发生在FCC相基体中，同时也发生FCC向HCP的转变，变形后期，附加的机械孪晶、位错滑移和HCP相层错成为主要的变形机制[134]。

在原子水平上，当金属材料受到高冲击压力时，内部原子间的距离可能发生变化，晶格结构也可能发生畸变或变形，如图12（d）~（j）[175]中金纳米线由FCC向体心四方（BCT）结构相变的经典例子所示，这已被嵌入原子方法[176‒177]和密度泛函理论计算所证明[178]。在这个例子中，模型沿着两个晶体在{001}平面上的轴向延伸。在这个过程中，具有FCC结构的晶体可以通过沿另一个方向的弛豫自发地转变为BCC或BCT结构，从而发生相变。

导致相变的原因可通过Bain模型[152]来解释，在Bain模型中，该过程通过层间间距的松弛或通过相邻平面上位错的迁移来完成[179]。Wang等[180]在弯曲条件下的镍纳米线中也观察到了这种相变，随着弯曲应变的增加，直接观察到两个平面之间的倾角从70.5°变化到90.0°，结构从FCC转变为BCT，正如图13（k）~（o）所示[180]。

4.2 强化机制

4.2.1 形变强化

金属经历塑性变形后，其强度升高的现象，被称为形变强化。塑性变形后金属材料的晶粒内部位错密度升高，再次塑性变形后，由于位错在滑移过程中产生大量的割阶和扭折，从而阻碍位错的运动。

如图13（a）所示，在Fe40Mn20Cr20Ni20高熵合金塑性变形的过程中，会引入位错缠结（DT）和位错胞（DC）[30]。随着应变率的提高，位错密度变得更高，DT现象变得更严重，DC尺寸变得更小，且平均DC直径与一般位错密度成反比[181]。在高速冲击过程中，位错滑移又会引起变形微带的产生，如图13（b）所示。Moon等[182]指出，微带交叉将位错运动的有效自由路径最小化（称为MBIP效应），这通常会导致连续的应变硬化以及强度和延展性的良好平衡[161,183]。微带通常在高SFE金属材料的冲击侵彻中出现，如Al和Ni [173]。在高速冲击后的Fe40Mn20Cr20Ni20高熵合金的冲击口位置处，呈现出了位错平面阵列现象，即高密度位错网，如图13（c）所示[30]。而纳米级孪晶可以提供强大的强化效果[184‒185]，因此有可能打破金属强度和延展性之间的平衡[186]。

4.2.2 GB强化

通过细化晶粒增加GB数量、增强塑性变形抗力以提高金属材料强度的方法称为GB强化，也称为细晶强化。在由多晶体构成的金属材料中，GBs能够强有力地阻碍位错运动，引起晶界强化效应。一般而言，晶界强化效应与晶粒尺寸之间服从经典的Hall-Petch准则[187]，强化效应随着晶粒尺寸的减小而升高。对于具有大尺寸晶粒的金属材料，全位错运动将主导塑性变形，而随着晶粒尺寸减小到临界值，部分位错将逐渐控制塑性变形。随着晶粒尺寸的不断减小，它将转变为晶界面诱导的塑性变形。晶界面诱导的塑性从运动机制方面又可分为晶界面滑移[图14（a）~（b）] [188]、晶粒旋转[图14（c）~（d）] [189]及晶界面迁移[图14（e）~（g）] [190]等。

当具有良好韧性的金属材料发生塑性变形时，通常会诱发其GB滑移机制。图14（a）~（b）展示了细晶Al晶界滑移的过程，可看到晶界面明显地滑移。通过识别和可视化模拟样品中不均匀位移原子的区域，Schiøtz等[191,192]和Yip [193]模拟了纳米铜的低温塑性变形过程，证明了塑性过程中GB滑移与晶粒旋转的存在。

对于晶粒旋转机制，首先将高角度GBs转换为低角度GBs，低角度GBs随后消失，留下更高密度的位错[194]，此过程在金属材料变形过程中起着很重要的作用，在许多金属材料中观察到了相关现象[189,195]。正如图14（c）~（d）所示，在动态扭转加载过程中，Ni-Fe合金界面交界处出现了6°的旋转移动。值得注意的是，在晶粒旋转过程中，常常伴随着晶粒生长[195]。

对于晶界迁移，如图14（e）~（g）所示，在Au合金GB上预先存在一个断台，然后对晶粒G2施加一个与GB平面呈5°夹角的剪切应力，如黄色箭头所示；GB迁移和断台运动的方向分别由红色和蓝色箭头指示；在加载过程中，观察到GB的连续迁移，经过4.3 s后，GB迁移总距离为5d 113，其中d 113代表（113）晶面的晶格间距。关于晶界迁移机制，已有许多模型来解释其过程。其中，Mott [196]提出了一个模型，在该模型中，晶粒一侧的一组原子跳到晶粒的另一侧。此外，Gleiter [197]提出了晶界迁移的扭结模型。Cahn等[198]提出的剪切耦合模型被认为是GB在低温下迁移的关键变形模型，许多关于双晶和NC金属的MD和准连续研究证明了这一点[199]。Caillard等[200]提出了一个新的模型，该模型提出GB迁移只涉及非常短的GB原子重排。这些模型都能够解释晶界迁移现象，对于具体的应用条件及其他新的模型，有待进一步探索。

4.2.3 固溶强化

固溶强化[图15（a）、（b）] [201]，即合金材料通过在基体材料中引入其他元素（金属元素或非金属元素）形成固溶体，导致基体晶格发生畸变，从而有效地阻碍位错滑移，提高材料强度。在多元素体系中，所有大小不同的组成原子都会相互作用，使晶格发生弹性变形，从而导致局部弹性应力场的形成，阻碍位错运动，从而提高强度[140]。例如，HfZrTiTa0.53高熵合金的高硬度和强度主要归因于严重的晶格畸变引起固溶强化[140]。将Mg合金中添加Ga元素可获得更好的固溶体强化作用[201]。固溶处理的Mg-Ga合金中的Ga原子以两种方式存在，如图15（c）所示[201]，围绕Ga的八个Mg原子形成由上下六面体组成的十二面体结构，或者两个Ga溶质原子占据上下六面体的顶点，并与中间夹着的七个Mg元素结合形成十二面体簇。如图15（d）[201]强化模型作用图所示，Ga原子半径小，溶解在α-Mg基体中后引起晶格畸变，位错与原子组态或晶格畸变之间的相互影响也会发生，从而增加阻力，提高强度。

通过晶格位置的替换形成的固溶体称为置换固溶体。在纯金属中加入少量其他金属，形成溶质原子熔入溶剂晶格而仍保持溶剂类型的合金相就称为固溶体。如最常见的锰钢、铝合金、钛合金等，都是通过溶质原子替换原本溶剂原子而产生强化作用。比如锰钢中，铁原子为溶剂，锰原子为溶质，由于铁与锰原子半径、电负性等均不同，就会在晶体局部造成较大的晶格畸变等物理和化学上的变化。这些局部位置的变化对位错的滑移运动有阻碍作用，从而起到金属强化的作用。

溶质原子同样可以溶解到溶剂原子组成的间隙里，称为间隙固溶体。例如，C或N原子溶解至Fe中，会占据Fe晶胞中的八面体间隙或四面体间隙。处于间隙中的原子会在原本的晶体结构中产生很大的应力场，这些应力场会与位错的应力场产生交互影响，从而钉扎或拖拽位错，发挥强化作用。此外，研究结果表明，通过C、B、N、O等非金属小尺寸元素，可以有效增强合金的晶格畸变程度，引起更强的固溶强化效应[202‒204]。

4.2.4 第二相强化

第二相强化通过在金属材料中引入第二相粒子阻碍位错运动，从而提高金属材料力学性能。添加第二相可提高强度，但是有可能降低材料塑性，这是因为第二相粒子与基体界面处极易产生局部应力集中而萌生微裂纹，使材料失效。第二相强化可分为弥散强化与沉淀强化。

沉淀强化是指金属在过饱和固溶体中，溶质原子产生偏聚和（或）由之脱溶出微粒，弥散分布于基体中而产生的一种强化[205‒206]。从母相中析出的第二相颗粒弥散分布在基体中阻碍位错运动从而强化金属，因而两相通常具有一定的位向关系、共格关系，即界面结合较好，具有高强化效果。其可通过两种机制发生：剪切机制或奥罗万绕过机制。具体触发哪种机制，取决于多种因素，包括沉淀相的大小、与基体的共格关系、反相界（APB）能和沉淀的强度（或硬度）等。通常，当沉淀物的尺寸较小且与基体共格时，剪切机制被激活，而当沉淀物的尺寸较大且与基体不共格时[206‒207]，奥罗万机制优先发生。

图16 [207]为Al0.2Co1.5CrFeNi1.5Ti0.3高熵合金沉淀强化示意图，从图16（a）中可观察到许多具有不同尺寸的均匀分布沉淀物，由其衍射斑点可知，其为L12有序相，图16（b）为其基体与L12相的高分辨图，其晶带轴为[111]方向，在图16（c）中可以看到奥罗万位错环的存在，位错在球形沉淀物周围弯曲。正是由于晶内纳米沉淀的存在，Al0.2Co1.5CrFeNi1.5Ti0.3高熵合金晶粒内部的位错被钉扎，使其应变硬化增强，延展性提高[207]。

4.2.5 强化机制的贡献

金属材料的强化本质上是多种类型强化和变形机制共同作用的结果。因此，强度的宏观表现与微观作用力之间存在着联系。例如，拉伸试验中表现出的流动应力与微观作用力之间的关系可以用一个特定的公式来表示[16,208]：

σ f l o w = σ f + σ d + σ b

式中，σ flow是流动应力；σ f是微摩擦力；σ b是通过加载-卸载-再加载拉伸试验估算出的背应力；σ d是位错强化力。

σ d = M α d G b ρ d i s

式中，M是泰勒因子；α d是经验常数；G是剪切模量； b 是Burgers矢量；ρ dis是通过X射线衍射（XRD）分析计算得到的位错密度[209‒210]。

ρ d i s = 2 3 ε m 2 D g b

式中，ε m是为应变量；D g是晶粒尺寸；ε m和D g采用Williamson-Hall方法计算[211]。

β w c o s   θ = 0.94 λ D g + 4 ε m s i n   θ

式中，β w是半峰全宽；θ是布拉格角；λ为XRD源的波长。

4.3 材料显微特征对破坏模式的影响

在高速冲击过程中，绝大部分金属材料会发生塑性变形，当金属材料变形程度达到临界点后，发生ASB现象，进而裂纹开始在ASB内进行扩展，产生失效，宏观上表现出不同的破坏模式。表3 [13‒14,30,44‒46,48,52,60,117‒119,134,140,161,183,206,212‒218]总结了金属材料的加工工艺、结构、变形机制及强化机制。

从表3的总结中可以看出，对于显微特征为单相组织和均匀分布的晶粒结构，高强度通过位错滑移及高密度位错的形变强化来主导，其也是最为常见的强化机制[41,44,52,146,161]；对于添加了沉淀物的金属材料，则容易出现沉淀强化；沉淀强化高熵合金中的强化机制主要由剪切机制控制[206,216]；对于AlCoCrFeNi2.1、FeCoNiCr及HfNbTaTiZr高熵合金材料等，高强度主要归因于第二相（B2或σ相）强化[215,217‒218]；弥散强化主要解释了Ni1.5Co1.5CrFeTi0.5高熵合金与细晶粒氧化物杂质的强化机制[213]；Fe25Co25Ni25Al10Ti15高熵合金中沉淀强化的独特性是由于分级沉淀空间分布[219]。

微观显微组织结构具有不同的强化机制，其对金属材料的强度大小起主要的作用，但ASB的形成要通过材料的变形机制实现，从而对宏观破坏模式产生一定的影响。对于层状微观结构的金属材料，其失效基本会沿着层隙间发生断裂，进而产生脆性破坏模式[60]。此外，当金属材料的变形机制为位错滑移或强化机制为GB强化机制时，在高速冲击过程中很大可能只发生韧性破坏模式[48]。当在金属材料中存在纳米沉淀物时，在塑性变形过程中易发生大的滑移位错，此时其影响宏观破坏倾向于发生脆性破坏，但往往是与韧性破坏同时发生的[14]。

从以上现象可看出，金属材料的强度和韧性都与晶体结构和显微组织相联系，且韧性又受其变形机制影响，强度的高低由强化机制所解释，进而共同作用，影响ASB的演化及形成；金属材料的力学性能取决于显微组织，而显微组织又取决于加工工艺与材料成分。

综上，一定的加工工艺处理可以使材料获得特定的显微组织结构，金属材料的微观显微特征对变形机制与强化机制有很强的主导作用，强化机制可决定材料的强度，变形机制则是形成ASB的关键因素，从而共同对高速侵彻的破坏模式产生一定的影响。

5 理论模拟与仿真

5.1 本构方程

在高速冲击下，金属材料的压力、密度和温度会产生极端变化，因此定义本构方程需要全面理解弹塑性变形、材料断裂、流动应力、冲击波传播以及热传导相关过程与机制[220]。早期的本构公式较为简单，只描述弹性和塑性与应力的关系，而无法正确描述加工硬化动态参数等所带来的影响。多年来，各种塑性模型被提出并用于描述动态载荷下发生的力学效应，如屈服、加工硬化、应变率硬化以及热软化等。在冲击动力学的数值计算领域，有许多金属材料的本构模型，如Zerilli-Armstrong（Z-A）模型[221]、Arrhenius-type模型[222]以及Preston-Tonks-Wallace（PTW）模型[223]等。由于Z-A、Arrhenius-type以及PTW模型的推导过程烦琐，表达形式复杂，不利于实际工程应用，因此，以上几种模型不被广泛应用。

Cowper和Symonds [224]提出了解释应变率硬化的最简单和最广泛使用的本构模型：

σ y ε ˙ = σ y , 0 1 + ε ˙ D h 1 P

式中，σ y为应力； ε ˙为应变率；σ y,0为屈服应力；P和D h为硬化参数，通过实验数据拟合所得。该公式被广泛使用，但对于复杂模型的处理适用性一般。

Johnson-Cook（J-C）本构模型[225]是在工程领域应用最广泛的方法，其综合考虑了应变、应变率和温度的影响，对大多金属材料变形规律的描述与实际相符。此外，J-C本构模型需测定的参数少，易于获得，该模型包含应变硬化、应变率硬化和热软化等效应对材料应力的影响，是一种黏塑性材料模型，即使在高速冲击载荷条件下，对材料强度和延展性的描述也有着较高的精确性。

J-C本构模型为应变硬化项f 1(ε)、应变率硬化项f 2( ε ˙)和热软化项f 3(T c)三个函数的乘积，即 σ ¯ = f 1 ε f 2 ε ˙   f 3 T c，其具体形式为[225]

σ y = A y + B y ε ¯ P n t C y l n ε ˙ * 1 - T * m t

式中，A y为初始屈服应力；B y为应变强化参数；n t为应变强化系数；C y为应变率强化参数； ε ˙ P为等效塑性应变； ε ˙ * = ε ¯ ˙ P / ε ˙ 0为量纲1的应变率，其中， ε ¯ ˙ P为等效塑性应变率， ε ˙ 0为参考应变率；T * = (T c - T r)/(T m - T r)，其中，T *是归一化温度，T c是温度，T r和T m分别为室温和材料的熔化温度；m t为材料热软化指数。

J-C失效模型包含了应力三轴度、应变率和温度对材料力学性能的影响，J-C失效模型的具体形式为[226]

ε f s = D 1 + D 2 e x p D 3 σ * 1 + D 4 l n ε ˙ * 1 + D 5 T *

式中，ε fs为等效塑性断裂应变； σ *= p h/σ eq = - η s；p h为静水压力；σ eq为等效应力；η s为应力三轴度；D 1 ~D 5为待定参数。

该模型采用累积损伤来描述材料的失效过程，失效变量为

D f = ∑ Δ ε e q ε f s

式中，D f是损伤参数，其在0~1之间变化，初始值为0，当D f = 1时，材料失效；Δε eq为一个时间步内的等效塑性应变增量；ε fs为当前时间步计算出的等效塑性断裂应变。

由于不同材料的微观组织结构不同，且决定其塑性变形的内部微观结构状态也有差异，因而对不同的材料，需对J-C模型做针对性的改进。为采用合适的J-C本构模型进行数值模拟，许多研究者针对不同的材料建立了不同的J-C本构模型。改进的方式大都为对某一项进行相应的修正或对模型中的参数进行重新标定。

在金属冲击过程中较为重要的另一个本构模型由Steinberg等[227]提出，表达形式为

Y h p h , T , ε p l = Y h 0 1 + β h ε p l 0 + ε p l n h × 1 + 1 Y h 0 ∂ Y h ∂ p h p h ρ h ρ 0 1 3 + 1 G h 0 ∂ G h ∂ T c T - T f
G h p h , T = G h 0 1 + 1 G h 0 ∂ G h ∂ p h p h ρ h ρ h 0 1 3 - 1 G h 0 ∂ G h ∂ T T - T f

式中，Y h为材料的屈服强度；P h为材料所受的压力；ε pl为等效塑性应变；ρ h为材料密度；G h为材料的剪切模量。Y h0为参考状态下的屈服强度，T f为参考状态下的温度，ε p10为参考状态下的等效塑性应变，ρ h0为参考状态下的材料密度，G h0为参考状态下的材料剪切模量；Y h0[1 +  β h(ε pl0 +  ε pl)]nh ≤ Y max，β h和n h是加工硬化参数。当T c >T m时，Y h和G h为零。该模型通常限于非常高的应变率（ ε ˙ 0 ≥ 105 s-1），因此上述本构关系不包含应变率相关性项，其中应变率效应导致的屈服强度已饱和，相关参数在极端应变率条件范围内确定[227]。

在众多研究中发现，以上两种本构方程有着不同的适用范围，方程（21）是高速状态下金属材料建模的典型本构，而方程（24）是超高速的首选本构模型。根据应变率的不同，不同的实验技术可被用于确定上述材料模型的参数[228]：万能试验机进行准静态拉伸压缩试验（10-4~101 s-1）；动态拉压试验可用Split Hopkinson杆进行（102~104 s-1）[229]；更高应变率可采用改进的泰勒杆撞击试验（105~106 s-1）、反向平面板冲击试验（106~109 s-1）[230]以及轻气炮试验等。

5.2 数值模拟

高速冲击的侵彻时间较短，难以通过试验对侵彻角度和结构变化过程进行详细研究。造成这些困难的主要原因如下。

（1）时间尺度问题：高速冲击侵彻过程通常发生在毫秒或微秒级别，持续时间极短。实验设备很难在如此短的时间内捕捉到详细的信息，如侵彻角度的变化和结构的演化。

（2）高速动态效应：高速冲击侵彻过程涉及高速和高应变率，使得材料的动态响应异常复杂。在高速冲击下，材料的力学性能、变形行为和结构变化可能与静态或低速条件下有显著差异，这使得实验研究高速冲击侵彻过程中的侵彻角度和结构变化更具挑战性。

（3）实验设备限制：要对高速冲击侵彻过程进行详细的研究，需要使用精度高、速度快、分辨率高的实验设备。这些设备通常非常昂贵和复杂，在实验中需要克服高速冲击带来的各种技术挑战，如测量误差、数据采集和处理等。

（4）多因素交互作用：高速冲击侵彻过程涉及多个因素的交互作用，如冲击速度、侵彻角度、靶材的力学性能等。这些因素之间复杂的相互作用使得通过实验来研究侵彻角度和结构变化过程变得更加困难。

因此，为了更好地研究高速冲击侵彻过程中的侵彻角度和结构变化，通常需要结合理论分析、数值模拟和实验研究等多种方法。数值模拟可以模拟高速冲击过程，提供更详细的信息和见解，有助于实验研究的设计和解释。计算机的发展使得采用有限差分法或有限元法进行数值模拟在侵彻研究中发挥重要作用。从20世纪70年代开始，各种计算机软件开始兴起，利用软件对侵彻过程的研究有了进一步的发展。由美国世纪动力有限公司的Birnbaum等[231]开发出的Autodya计算程序（有限差分法），以及由劳伦斯利弗莫尔国家实验室的Hallquist [232]主持创造的Dyna计算程序（有限元法）较为成熟。

目前已开发出的大型实用化有限元计算程序可概括为两类基本方法，即基于Lagrange参考系和基于Euler参考系而得到的控制方程方法。Lagrange法[图17（a）] [25]具有控制方程简单、求解高效等特点，然而在高速冲击过程的模拟中，容易出现大变形导致的网格单元畸变等问题，导致求解终止。而Euler法[图17（b）] [233]可克服以上问题，在一些有关高速冲击爆炸等计算中显现出优势，然而其也存在无法追踪应变、物质界面不清晰等缺点。采用弹（黏）塑性本构关系的有限元分析软件，其基本方程是相对于Lagrange参考系而写的，如Marc、Ansys、Forge和Forge3等。采用刚（黏）塑性本构关系的有限元分析软件，其基本方程是相对于Euler参考系而写的，如ALPID、DEFORM和MAEAP等，多年来，有限元法在侵彻过程的数值模拟中发挥了重要作用。

即便有限元法已发展成熟且被广泛应用，但其仍存在部分问题。这些问题主要表现为：

（1）有限元法是基于连续介质力学发展的，对于不连续问题则不能有效收敛。比如在涉及材料变形过程的位移时，只能够表示塑性变形所引起的位移，而对于材料断裂或破损后的位移则不能够有效模拟及预测；另一方面，通过有限元模拟，单元之间必须保持连续变形，在加载过程中，既不能断开，也不允许重叠，因此在研究材料内部结构中的掺杂、微观缺陷以及损伤积累等会遇到问题。

（2）采用连续介质力学理论编写的计算程序，在材料性能方面，会假设材料是均质的，这与实际情况可能差距较大，导致模拟结果的准确性不足，特别是涉及高速冲击情况下侵彻过程中质量的损失以及靶板的崩落破损。

综上，需要一种采用非连续介质的计算方法，不仅要描述界面在受载过程中状态的变化，还要反映该界面位移的不连续性对结构承载能力的影响，此时基于非连续介质力学基础方法的离散元法便显现出了优势。其中，光滑粒子流体动力学（SPH）离散元方法[图17（c）] [8]最早由Lucy于20世纪70年代提出[234]。Petschek和Libersky [235]根据守恒方程公式，将SPH方法应用于固体力学问题中。自1993年以来，LS-DYNA软件在引用SPH方法后，得到了飞速发展，目前，此方法已广泛用于模拟固体中的大变形和动态断裂，但其计算的精度依赖于点阵的排列方式，其在热力耦合问题中的应用精度尚未得到实验广泛验证，且粒子一旦超出控制域，便不被控制，而与实际情况不符。表4总结了几种常用数值模拟计算方法的优缺点。

基于分子动力学的原子模型有望揭示高速侵彻过程中的微观作用机制，尺寸缩放的原子模型[236‒237]将有助于高速侵彻问题的研究，可以从原子尺度了解高速冲击问题，从本质上解释各种现象[238‒239]。

通过分子动力学模拟，人们探索了许多与变形机制相关的问题。例如，Jiang等[15]通过实验和大规模分子动力学模拟，成功再现了Al0.1CrCoFeNi高熵合金在受到单轴拉伸时，在各种极端条件下的整个塑性过程，并深入分析了相变向BCC结构转变甚至非晶化转变的原因，从而对相变机制的过程有更深入的理解。随着研究的深入，研究人员通过分子动力学进一步探究了影响变形机制和强化机制的因素。例如，Zhao等[240]对CrCoNi合金进行了拉伸分子动力学模拟，证实了局域化学涨落可以显著影响HEA中的位错活动[241]和空位动力学[242]，从而影响其抗冲击性能。随着仿真技术的进一步发展和实验手段的进步，研究人员发现短程有序（SRO）是HEA的一个重要特性。Chen等[107]利用Monte Carlo方法、分子动力学模拟和密度泛函理论计算，研究了CoCuFeNiPd高熵合金，发现这种高熵合金在能量上有利于形成SRO，并且SRO会产生伪复合微结构，出乎意料的是，这大大提高了其极限强度和延展性。

然而，由于几何尺寸和时间尺度的限制，以及获取复杂材料潜在功能所需的烦琐过程，原子模型的数值模拟仍存在许多不足，尚未在大规模模型中进行广泛探索。

6 展望与未来期望

近年来，金属材料的抗侵彻性能研究取得了重大进展，但在以下方面仍需进一步探索：

首先，尽管在宏观失效模式与微观机理之间的关系方面已经做了大量的研究工作，但仍缺乏这些关系的定量描述和显式表达，如强度、刚度和塑性与弹道极限和侵彻深度之间的关系，微观组织中点阵的排列与力学性能的强度和刚度之间的关系，以及材料微观结构与强化机制、宏观破坏模式等之间的具体定量关系等。

此外，在微观机制的研究中，原子和小尺度原位动态摄影技术可以更直观、清晰地展示冲击作用下的微观机制。目前，该领域的研究仅限于低应变率。因此，无法系统全面地揭示金属材料中的微观机制，高速冲击下的原位研究更为少见。

最后，分子动力学模拟仍然受限于计算时间和模型尺度的影响。目前，相关研究只能在纳米尺度以下和微秒级别的模型上进行。此类研究能否准确描述宏观模型及其与模型之间的关系尚未揭示，有待进一步探索。

综上所述，无论是金属材料抗冲击侵彻机理的研究，还是仿真研究，最终目的都是为了设计出抗侵彻性能优越的材料。在今后的金属抗侵彻材料设计研究中，可以从以下几个方面进行深入探索。

（1）材料设计与制造：未来的研究可能会更多地关注新型金属材料的设计与制造，通过操纵微观结构、晶体结构、化学成分等因素来增强其抗侵彻性能。这包括开发具有高强度、高韧性和优异抗疲劳性能的合金材料，以及寻找新型的金属基复合材料。

（2）数值模拟与建模：随着计算技术的不断进步，数值模拟与建模将在金属抗侵彻性能研究中发挥越来越重要的作用。通过建立更加精确的数学和物理模型，可以更好地理解金属材料在高速冲击条件下的动态响应和失效行为，这将为材料设计和优化提供有力的指导。

（3）多尺度研究方法：未来金属抗侵彻性能的研究可能会引入多尺度研究方法，将原子、微观和宏观层面的研究巧妙地结合起来。这种方法可以深入探究金属材料的微观结构与其性能之间的关系，为材料的优化和改性提供更全面的信息。

（4）机器学习与数据驱动研究：人工智能和机器学习的快速发展为金属抗侵彻性能的研究开辟了新的可能。通过利用大量的实验数据和数值模拟结果，训练出更加准确的预测模型，加快材料的研究和优化进程。

（5）实验技术和测试方法：为了更深入地研究金属材料的抗侵彻性能，需要不断改进及优化实验技术和测试方法。这可能涉及开发高精度、高速度的测试设备，以及探索创新的实验方法，如原位观测技术和多物理场测试技术。

（6）交叉学科研究：金属抗侵彻性能的研究涉及多个学科领域，包括材料科学、力学、物理学、计算机科学等，需要进行多学科交叉研究。未来的研究方向可能会更多地强调不同学科之间的互动与合作，以促进金属反侵彻技术的进步。

7 总结

本文从宏观到微观层面对金属材料的抗冲击侵彻行为进行了综述，概述了微观与宏观机制的联系，并对数值模拟在该领域的应用进行了系统论述。文章整体结构脉络如图18所示。宏观中，可直接用于表征金属材料抗侵彻性能的指标有弹道极限速度及侵彻深度等，表现形式为侵彻破坏模式；微观中，金属材料在高速冲击下历经塑性变形过程，并形成绝热剪切带。

金属材料的宏观破坏模式及抗侵彻性能显著受到其力学性能（如强度和韧性等）的影响，而这些性能指标直接与晶体结构和显微组织相关联，且材料韧性又受变形机制影响，而强度取决于强化机制的作用，这些因素共同影响ASB的演化及形成。金属材料的力学性能取决于显微组织，而显微组织则受加工工艺与材料成分的制约。

宏观层面，本文总结了针对金属靶的九种常见侵彻破坏模式，并详细讨论了钝头弹造成的韧性扩孔侵彻过程。微观层面，本文比较了不同晶体结构金属材料所形成绝热剪切带的微观差异，并探讨了ASB在各类晶体结构金属材料中形成的机制。

在冲击动力学数值计算领域中，金属材料的三种典型本构模型包括应变硬化模型、J-C模型以及Steinberg模型。这些模型适应范围不同：应变硬化模型形式简单，在忽略温度等复杂因素的情况下被广泛运用；J-C模型是在高速应用条件下的标准选择；而Steinberg模型则是超高速的首选本构模型。在数值模拟技术方面，Lagrange法、Euler法以及SPH法各有其适用场景。而基于分子动力学的原子尺度模型能够帮助我们理解高速侵彻过程中的微观机制，尽管目前它们受到尺寸和时间标度的限制，但未来仍有巨大的发展潜力。

未来，随着纳米技术及其相关领域的进步，金属材料的抗侵彻性能也会得到显著提升，实现更高的水平。抗侵彻作用机制以及微、宏观之间的联系会更加清晰，这将极大地促进金属材料加工与设计方面的创新，同时也为研究人员和各种实际应用开辟新的可能性。

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