Amincissement des échantillons post mortem Ti 5553 et Ti 17, et in situ Ti 17

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Systèmes de glissements dans les alliages.

Les alliages de titane β-métastables sont des alliage multiphasés α/β, aussi nous commencerons par nous intéresser aux mécanismes de déformation de chacune des phases.

Déformation de la phase β.

Il est souvent rapportée que la phase β est dite « plus dure » que la phase α. Par exemple un alliage Ti-Mn monophasé α a une limite élastique de 350 MPa contre 1000 MPa s’il est monophasé β [Ankem et Margolin 1986]. La déformation de la phase β de cet alliage Ti-Mn n’a jamais été observée expérimentalement [Mahajan et Margolin 1982b, Mahajan et Margolin 1982a, Feaugas et Clavel 1997]. Cependant la phase β peut se déformer pour d’autres compositions d’alliages [Ambard 2001, Savage et al. 2004, Castany 2007]. Des observations on été faites pour l’alliage TA6V ou des alliages de titane ayant une microstructure très proche. Cependant dans ces alliages, la proportion de phase β est très faible par rapport à celle de la phase α (de l’ordre de quelques pourcents). Dans les alliages de titane β-métastables comme Ti 5553 ou Ti 17, la phase β représente entre 40 et 50% de la microstructure et les micro-mécanismes de déformation s’y déroulant ne peuvent pas être négligés devant les phénomènes présents dans la phase α. A notre connaissance, aucune étude poussée visant l’étude fine des dislocations n’a été réalisée dans des alliages de titane β-métastables multiphasés α/β. Par contre, différents travaux visant à étudier des micro-mécanismes de déformations à cette échelle on été réalisés dans des alliages β-métastables monophasés β. Ainsi la littérature différencie trois modes de déformations :
– Le glissement de dislocations [Terlinde et al. 1983, Hanada et Izumi 1987]
– Le maclage [Hanada et Izumi 1986, Ishiyama et al. 1991]
Nous remarquerons également que la précipitation sous contrainte peut dans certain cas être assimilée à de la déformation [Duerig et al. 1982]
• Le glissement de dislocations
Comme pour les autres matériaux cubiques centrés, l’analyse de traces de glissement dans le titane β montre que les systèmes les plus fréquemment activés sont (110)<111>, (112)<111> et (123)<111> (Figure 11) [François et al. 1995]. Il n’y a pas d’évidence expérimentale de l’activation de dislocations parfaites avec un autre vecteur de Burgers que ½<111>.
Il a été souvent constaté que ces traces de glissement sont sinueuses et que les lignes de dislocations se coupent. Ceci atteste d’un changement de plan de glissement des dislocations lors de leur mouvement. Ainsi les dislocations peuvent facilement changer de système de glissement pourvu que celui-ci contienne la direction <111>. Ce phénomène est appelé « pencil glide » et tout plan contenant la direction dense <111> peut alors être considéré comme un plan de glissement potentiel [Prima 2000].
• Le maclage
Deux cristaux de même structure sont dits maclés lorsque leur réseau cristallographique est l’image l’un de l’autre par rapport à un miroir. Ce mécanisme correspond à un cisaillement pur d’une partie du cristal par rapport à l’autre et peut s’effectuer sous l’action d’une contrainte extérieure. Ce mécanisme de déformation est appelé maclage mécanique et entre alors en concurrence avec le glissement. La déformation par maclage engendre un changement de l’orientation cristallographique d’une partie du cristal ce qui se traduit naturellement par des textures de déformation extrêmement marquées, contrairement au glissement qui conserve cette orientation. Ainsi, les systèmes de maclage généralement rencontrés dans les alliages de titane β sont de type {112}<111> et {332}<113> [Oka et Taniguchi 1979, Grosdidier et al. 1997, Bertrand et al. 2011]. Duerig et al. ont aussi remarqué que le maclage de type {332}<113> peut parfois s’accompagner de la précipitation de la phase orthorhombique ω, ce mécanisme prenant alors la forme d’une transformation martensitique [Duerig et al. 1982].
• La précipitation sous contrainte
Les transformations martensitiques induites sous contrainte dans les alliages de titane peuvent être de plusieurs sortes. La précipitation d’une phase ωs (« stress induced ») est comme nous venons de le rappeler étroitement liée au maclage de type {332}<113> [Duerig et al. 1982]. La précipitation de différentes phases α comme le phase α’ (hexagonale compacte) ou α’’ (orthorhombique) est elle aussi considérée comme une façon d’accommoder les déformations dans la phase β sous l’effet des contraintes extérieures. Ces transformations ressemblent fortement à du maclage puisqu’elles font intervenir un cisaillement du réseau. Mais elles engendrent également une variation du volume du cristal [Prima 2000]. Ainsi on considère que la formation de martensite est un moyen supplémentaire permettant d’accommoder la déformation macroscopique.
Les trois types de micro mécanismes de déformation, glissement, maclage et transformation martensitique, décrits ci-dessus peuvent coexister dans les alliages de titane monophasés. Il y a donc une compétition entre ces différents modes de déformation qui seront plus ou moins actifs en fonction de la nature de l’alliage considéré. Ainsi la nature des modes de déformation peut dépendre de différents paramètres comme la microstructure du matériau (composition chimique, tailles et orientations des grains, …) et des conditions de l’essai de déformation (température, vitesse de la déformation, …).
Prima [Prima 2000] a observé dans du LCB qui est un alliage de titane β-métastable multiphasé α/β que le mode de déformation principal de la phase β est le glissement de dislocations selon les systèmes (110)<111> et (112)<111>. Nous verrons par la suite que c’est aussi ce type de mécanisme qui est activé dans nos alliages, ce qui s’explique par les ressemblances microstructurales et mécaniques existantes entre le LCB et les alliages de notre étude.

Déformation de la phase α.

Au début de ce travail, peu d’études visant à comprendre les micro-mécanismes de déformation dans la phase α du Ti 17 et du Ti 5553 étaient disponibles. Cependant, différentes recherches se sont intéressées aux micro-mécanismes de déformation entrant en jeu dans la déformation de la phase α du TA6V et du Ti 6246 [Feaugas 1994, Pelissier 1996, Ambard 2001, Castany 2007, Neeraj et Mills 2001, Castany et al. 2007, Bridier et al. 2005, Bridier et al. 2008, Bridier et al. 2009, Ding et al. 2011].
Contrairement à ce qui se passe dans la phase α du titane pur, le glissement prismatique dans la phase α des alliages α/β ne prédomine pas clairement sur le glissement basal. En effet l’ajout d’éléments d’addition, comme l’aluminium, a pour conséquence d’élever la CRSS du glissement prismatique et donc de rendre les autres types de glissement et notamment le glissement basal moins difficile [Sakai et Fine 1974].
Les nombreuses observations MET d’échantillons de TA6V déformés à température ambiante révèlent la présence de dislocations de type a. Ces dislocations présentent de longs segments vis rectilignes [Welsch et Bunk 1982, Suri et al. 1999, Neeraj et al. 2000, Zaefferer 2003, Castany 2007, Castany et al. 2007]. Les dislocations de types c+a n’ont été que très rarement observées, il en va de même pour le maclage [Zaefferer 2003, Bridier 2006, Castany 2007]. En effet la CRSS doit être environ cinq fois plus grande pour activer les dislocations c+a que pour les dislocations a [Lütjering et Williams 2003, Lütjering et Williams 2003]. Ainsi, même défavorablement orienté, et donc avec un facteur de Schmid faible, le glissement de type a est, le plus souvent, plus facilement activé que le glissement c+a.
Les résultats obtenus pour les alliages β-métastables sont en accord avec les premiers résultats obtenus sur l’alliage TA6V. En effet sur des travaux réalisés très récemment, Clément [Clément 2010, Clément 2010] n’observe ni maclage, ni dislocation de type c+a dans la phase α du Ti 5553.

Structure de cœur des dislocations vis dans la phase α

Il est maintenant relativement bien admis que la forte friction ressentie par la dislocation vis dans les alliages de titane est due à l’arrangement particulier de sa structure de cœur. En effet celui-ci est étalé dans différents plans et donc à trois dimensions ce qui lui confère une configuration stable et sessile. Pour pouvoir avancer, le cœur de la dislocation doit se recombiner dans son plan de glissement, dans une configuration glissile et métastable jusqu’à ce qu’il trouve une situation énergétiquement plus favorable et s’arrête à nouveau. La dislocation va ainsi avancer par une succession de sauts, par un enchainement de situations de blocage déblocage comme Farenc et Naka l’ont observé in situ [Naka et al. 1988, Farenc 1992].
Structure de cœur étalé dans les plans prismatique et basal.
Suite à des calculs de simulations numériques, Legrand [Legrand 1985] propose un modèle de structure de cœur étalée principalement dans les plans prismatiques. En effet l’auteur montre qu’il est énergétiquement plus favorable pour le cœur de la dislocation d’être étalé dans un plan prismatique avec des ramifications secondaires dans le basal, ceci expliquant pourquoi l’on observe majoritairement du glissement prismatique.
D’autres calculs prenant en compte des potentiels d’interaction atomique plus récents permettant d’avoir une meilleure précision ont abouti aux mêmes conclusions que Legrand [Vitek et Igarashi 1991, A. Girshick et al. 1998, Bacon et Vitek 2002, Aoki et al. 2007]. Il faut toutefois garder à l’esprit que ces calculs sont réalisés sous contrainte nulle et que la température pas plus que la présence éventuelle d’impuretés, ne sont prises en compte.
Structure de cœur étalé dans les plans prismatique et pyramidal.
Ce type de structure de cœur a été initialement proposé par Šob [Šob et al. 1975] puis par Naka [Naka et al. 1988] pour pouvoir expliquer la facilité du glissement dévié dans les plans pyramidaux de première espèce. En effet ce type de glissement devient fréquent même pour des orientations facilitant le glissement prismatique pour des température supérieur à 300°K.
Naka observe ainsi des lignes de glissement non rectilignes. Comme pour le cas précédent il faut que la structure de cœur ne soit pas planaire pour pouvoir expliquer la friction qui contrôlera la mobilité et que son plan de glissement principal soit de type prismatique expliquant ainsi la prédominance de ce système de glissement. La différence par rapport au cas précédent se trouve au niveau des étalements secondaires qui ne sont plus dans des plans de base mais dans des plans pyramidaux de première espèce.
Enfin, ces deux approches ne sont pas si différentes l’une de l’autre et permettent toutes les deux de rendre compte de la prédominance du glissement prismatique.

Ordre à courte distance (OCD)

Nous savons, grâce aux travaux de Neeraj [Neeraj et al. 2000] et de Castany [Castany et al. 2007] que l’OCD apporte une contribution à la résistance des alliages de titane pourvu que la concentration massique totale en éléments alphagènes comme l’aluminium, l’oxygène ou l’étain soit supérieure à 5% massique. En règle générale la signature de cette forme d’ordre se traduit par la présence d’un mouvement collectif des dislocations : mouvements coordonnées de dislocations appariées ou mouvements collectifs d’empilements de dislocations [Gerold et Karnthaler 1989, Schwander et al. 1992, Plessing et al. 1997, Feaugas 1994, Pettinari-Sturmel et al. 2006, Castany 2007, Olfe et Neuhäuser 1988].
Dans un alliage binaire AB, l’OCD se caractérise par un nombre de paires A-B supérieur au nombre de liaisons A-A ou B-B et donc avec une probabilité pour former des paires A-B supérieure à une probabilité de hasard (cf. Figure 12). Cet OCD va provoquer une friction qui va s’opposer au libre déplacement des dislocations et qui nécessitera alors une contrainte accrue (en comparaison avec un matériau de même composition mais sans OCD), ce qui se traduira par une hausse de la limite d’élasticité du matériau.
Ainsi la présence d’empilements se justifie par le fait que la contrainte appliquée seule n’est pas suffisante pour faire déplacer une dislocation à travers l’OCD. L’empilement de plusieurs dislocations va alors générer une accumulation de contrainte en tête de celui-ci et va permettre le déplacement des dislocations. Les premières dislocations vont se propager et détruire l’OCD favorisant ainsi la propagation des suivantes dans leur sillage.
À partir d’observation de déformation in situ, Castany a proposé une méthode permettant de mesurer la contribution d’un OCD à la résistance d’un TA6V. Cette méthode se base sur la méthodologie développée dans les superalliages base nickel [Pettinari-Sturmel et al. 2006] qui s’appuie sur la mesure de la distance séparant les brins coins et les brins vis de deux dislocations formant une paire lors de leur déplacement.

Durcissement structural

Nature des précipités
Un autre mécanisme susceptible d’augmenter la limite élastique d’un matériau est le durcissement structural. Ce mécanisme résulte de la précipitation au sein d’une solution solide de petits obstacles de taille nanométrique qui vont gêner le mouvement des dislocations [Ardell 1985]. Ce phénomène a été très étudié dans les aciers [Maruyama et al. 2001] ou les aluminiums [Mondolfo 1976, Delmas et al. 2004, Delmas 2002] et intéresse depuis quelque temps le monde du titane. Ainsi certains auteurs comme Gysler et al. [Gysler et Lütjering 1982] ont observé la précipitation de petits précipités ordonnés de Ti3Al dans la phase α d’un TA6V. Plus récemment Cotton et al. [Cotton et al. 2007] ont mis en évidence la présence de nano précipités de Ti3Al (nommés α2) au sein de nodules αp d’un alliage de Ti 5553 [Clément 2010]. En règle générale, la précipitation de cette phase α2 est à éviter dans les alliages de titane car même si elle engendre une augmentation de la limite élastique et de la dureté, elle entraîne également une baisse de la ductilité et de la résistance à la corrosion de l’alliage considéré [Curtis et al. 1969].
Dans l’alliage TA6V, cette précipitation de Ti3Al est due à la mise en ordre de l’aluminium contenu dans la phase α pour des traitements thermiques proches de 500°C et pour une durée de l’ordre de la centaine d’heures [Lütjering et Williams 2003] . On assiste alors à une répartition homogène de la précipitation engendrant des taches de surstructure caractéristiques de la structure ordonnée α2 sur les clichés de diffraction électronique [Welsch et al. 1977, Welsch et Bunk 1982, Gysler et Lütjering 1982, Williams et al. 2002, Lee et al. 2004].
Dans d’autres alliages de titane multiphasés α/β comme Ti 6242, la nucléation de Ti3Al est plus rapide. En effet compte tenu de la présence d’éléments alphagènes supplémentaires comme l’étain l’apparition de la phase α2 se fait en une dizaine d’heures seulement, l’étain remplaçant alors l’aluminium dans la formation de Ti3Al [Beranger et al. 1993, Feaugas 1994, Lütjering et Williams 2003].
Dans l’alliage Ti 5553, cette précipitation α2 a également été constatée pour un maintien en température de quelques heures à 600°C [Cotton et al. 2007]. Cette précipitation est alors attribuée à la concentration en aluminium équivalent suffisante et nécessaire à la nucléation de Ti3Al qui doit être au moins de 6,5% massique [Blackburn 1966, Curtis et al. 1969] et qui dans le cas présent est de 7,05% massique.
Enfin la concentration en oxygène peut elle aussi grandement influencer cette précipitation. En effet, l’oxygène est lui aussi un élément alphagène et peut alors se substituer à l’aluminium dans la formation de Ti3Al. Ainsi plus la teneur en oxygène augmente plus la dureté et la limite élastique augmente. En contrepartie, on assiste à une chute de la ductilité [Kahveci et Welsch 1986, Kahveci et Welsch 1991].
Origine de l’augmentation de la limite élastique avec la présence de nano-précipités Comme il a été dit précédemment, la précipitation de nano obstacles va gêner le déplacement des dislocations, car les dislocations doivent franchir ces obstacles qui ne présentent pas la même structure cristallographique que la matrice dans laquelle ils ont été formés. Ainsi, sous contrainte, une dislocation peut se retrouver épinglée et stoppée par ces précipités. Pour pouvoir continuer son déplacement, un apport supplémentaire de contrainte va ainsi être nécessaire, et il en résultera donc une augmentation globale de la limite élastique. Les paramètres intervenant dans les modèles de durcissement structural concernent à la fois les dislocations par l’intermédiaire de leur vecteur de Burgers b et leur caractère θ mais aussi les précipités (par leur résistance et leur distribution). La Figure 13a représente une répartition aléatoire d’obstacles ponctuels dans le plan de glissement d’une dislocation de vecteur de Burgers b. Cette dislocation sous contrainte est immobilisée sur certains obstacles. Dans le cas présent, nous supposerons que la densité de précipités est suffisamment grande (ou de façon équivalente que la distance entre nano-précipités est faible) et que parallèlement la résistance de chacun des nano-précipités n’est pas trop forte. Dans ces conditions, le processus de franchissment des nano-précipités sera le cisaillement, plutôt que le franchissement par contournement.
Sous l’effet de la contrainte appliquée, la dislocation se courbe entre les précipités et exerce sur chacun d’eux une force F. Si, sous l’action d’un supplément de contrainte la courbure de la dislocation augmente entre les nano obstacles (Figure 13b), alors la force F exercée par la dislocation sur un précipité augmente, et peut devenir supérieure à la résistance R de ce dernier, et alors le franchir. Pour un matériau monocristallin à durcissement structural la limite élastique est décrite par la relation d’Hirsch et Kelly [Hirsch et Kelly 1965] : où <Fm> est la distance moyenne des obstacles qui ancrent les dislocations, <d> la distance moyenne entre deux obstacles le long d’une ligne d’ancrage et b la norme du vecteur de Burgers de la dislocation étudiée.
Pour pouvoir étendre cette relation aux polycristaux, cette formule doit être corrigée par le facteur de Taylor M [Deschamps et Bréchet 1998] et qui permet alors d’obtenir : où M est le facteur de Taylor qui dépend de la cristallographie du matériau étudié. Il vaut par exemple 5 pour la structure hexagonale compacte [Tanaka et Conrad 1972].

Traitements thermiques

Afin d’obtenir une microstructure constituée de nodules ou plaquettes αp, de lamelles αs et d’une matrice β métastable l’alliage Ti 17 est tout d’abord forgé dans le domaine β, c’est à dire porté à une température T supérieure à la température du transus Tβ. L’alliage Ti 5553 subit une succession de passage au dessus et au dessous du Tβ lors du forgeage. Cette température est propre à chacun des matériaux (pour le Ti 5553 Tβ= 860°C et pour le Ti 17 Tβ = 890°C (Figure 16)).
Le forgeage est suivi d’un cycle thermique bien spécifique :
– L’alliage Ti 5553 est maintenu pendant 4h à 820°C, suivi d’une trempe à l’air puis un maintien de 8h à 640°C, également suivi d’une trempe à l’air.
– L’alliage Ti 17 subit un maintien isotherme de 2h30 à 800°C suivi d’une trempe à l’air, puis est maintenu 2h à 650°C, suivi aussi d’une trempe à l’air.
Ces deux traitements thermiques sont représentés sur la Figure 16. Ils ont été choisis de façon à obtenir des propriétés mécaniques comparables pour les deux matériaux.

Préparation des échantillons.

Provenance et dimensions.

Les matériaux massifs pour observations post-mortem nous ont été fournis par la société Aubert & Duval (Pamiers), l’Institut P’ (Poitiers), et l’Institut Jean Lamour (IJL, Nancy). Les éprouvettes sont déformées post mortem, ou bien il s’agit de micro-éprouvettes déformées lors d’essais in situ sous MEB. Dans les 2 cas, les quantités de déformation sont comprises entre 0,02% et 2% de déformation plastique. Les échantillons utilisés lors des essais de déformation in situ ont été prélevés dans la tête des éprouvettes de déformation citées ci dessus, dans des pièces non déformées (IJL) ou dans des chutes de pièces industrielles (Messier-Bugatti-Dowty).
Les échantillons qui ont servi à la fabrication de lames minces observables au microscope électronique en transmission sont tout d’abord extraits du matériau massif par électroérosion :
– Les échantillons destinés aux expériences de déformation in situ sont découpés sous la forme de parallélépipèdes de 3 mm de long sur 1 mm de large et 500 μm d’épaisseur.
– Les échantillons pour observation post mortem se présentent sous différentes formes en fonction de la nature de l’éprouvette de déformation. Pour des éprouvettes dites standards, les échantillons prélevés ont une forme parallélépipédique présentant une face carrée de 2 mm de coté et une épaisseur de 500 μm. Les échantillons issus de micro éprouvettes de déformation in situ dans un MEB mesurent 1,7 mm de long, 0,7 mm de large et 500 μm d’épaisseur. Enfin certains échantillons sont des pastilles de 3 mm de diamètre sur 500 μm d’épaisseur (pour les échantillons non déformés provenant de l’IJL).

Amincissement des échantillons post mortem Ti 5553 et Ti 17, et in situ Ti 17.

Les échantillons sont tout d’abord polis mécaniquement à l’aide de papiers abrasifs. La granulométrie des papiers utilisés va du grade 280 au grade 1200. Les échantillons sont amincis jusqu’à obtenir une épaisseur comprise entre 25 μm et 40 μm, avec des faces opposées rigoureusement parallèles.
L’échantillon est ensuite collé sur une rondelle de cuivre de diamètre 3mm qui nous permettra par la suite à la fois de manipuler facilement la lame mince, et de la positionner surement dans le porte-objet du microscope. La colle utilisée est du type cyanoacrylate et une laque d’argent est ajoutée de façon à assurer un bon contact électrique entre l’échantillon et le support de cuivre, ce qui doit éviter l’accumulation de charges statiques lors de l’observation.
Un polissage électrochimique est ensuite effectué à l’aide d’un amincisseur électrolytique de type Tenupol de marque STRUERS©. L’échantillon constitue l’anode du montage électrochimique et est inséré entre deux diaphragmes de platine puis placé dans une cellule entre deux plaques porte-buse qui constituent la cathode. Dans un bain électrolytique approprié et sous l’action d’un courant électrique, les buses vont former un jet double, un de chaque côté, qui va provoquer l’amincissement simultanément des deux faces de l’échantillon. Ce sont les zones situées sur le bord du trou creusé par l’attaque électrochimique qui sont étudiées.
L’épaisseur dans cette zone est inférieure à la centaine de nanomètres, ce qui la rend donc perméable aux électrons.
Le bain utilisé pour notre étude lors de l’attaque électrolytique est un bain commercial A3 de chez STRUERS©. Il est composé de méthanol et de 2-butoxyéthanol mélangés à de l’acide perchlorique. La température à laquelle se fait l’attaque est -12°C et le courant utilisé est de 500 mA.
Nous noterons que ce protocole fonctionne très bien pour le Ti 17 : il permet l’obtention de trous relativement homogènes et réguliers et donc parfaitement utilisables pour des observations post mortem mais aussi pour des essais de déformation in situ où la régularité du trou formé est prépondérante (Figure 17).
Par contre, pour des raisons inconnues, mais qu’on pourrait attribuer à l’existence de contraintes internes (cf. chapitre V) il ne nous a pas été possible d’utiliser directement la même méthode pour les échantillons de l’alliage Ti 5553 qu’on souhaitait déformer in-situ dans le microscope. En effet, pour cet alliage le trou ne se formait pas naturellement au centre de la partie polie mais systématiquement de façon excentrée, et de ce fait prenait une forme ovoïde. Dans ces conditions, la zone mince ne se situe plus au niveau de la zone où la contrainte générée lors de l’essai in-situ est maximale (Figure 18b).

Échantillon Ti 5553 in situ

Afin de résoudre le problème d’excentricité du trou dans le cas d’éprouvette de déformation in-situ, nous avons créé un biseau sur la longueur de l’échantillon à l’aide d’un tripode. Ainsi l’épaisseur varie d’environ 5 μm entre les deux cotés de l’échantillon. La partie la plus mince se polit plus vite que l’autre, générant ainsi une zone d’attaque préférentielle qui va venir rattraper l’excentricité naturelle que prend le trou. Cette technique de préparation nous a permis d’obtenir un certain nombre d’éprouvettes de déformation tout à fait adaptées aux essais de déformation in situ.

La déformation MET in situ

La technique de déformation in situ dans un MET permet l’observation directe et en temps réel de l’évolution de la microstructure et du mouvement des dislocations sous contrainte mécanique (traction) et / ou thermique. Elle apporte des informations aussi bien qualitatives que quantitatives sur la création, le mouvement, la structure de cœur des dislocations ainsi que la nature des obstacles avec lesquels elles interagissent. L’intérêt que présente cette technique pour l’étude de la plasticité ainsi que ses avantages et ses limitations ont été décrits par ailleurs [Martin et Kubin 1978, Coujou et al. 1990, Clément et al. 1991, Couret et al. 1993, Pettinari et al. 2001].
Les expériences de déformation ont été réalisées à température ambiante sur un MET Jeol 2010 fonctionnant sous une tension accélératrice de 200 kV. Le filament du microscope est pourvu d’un cristal de LaB6 permettant d’obtenir un faisceau plus intense et surtout bien plus cohérent que ceux obtenus avec un filament en tungstène classique. Le porte-objet permettant de réaliser la déformation est un porte-objet de traction simple inclinaison commercialisé par la société GATAN©. La tête du porte objet se compose d’un mors fixe et d’un mors mobile sur lequel on viendra fixer l’échantillon qui aura été au préalable collé avec une colle cyanolite sur une grille en cuivre (Figure 19). L’acquisition des observations se fait à l’aide d’une caméra dynamique CCD sensible aux électrons. Cette caméra est de marque SIS et permet l’enregistrement de séquences vidéo à la fréquence de 25 images par seconde.

Observations post mortem

Ces études, plus classiques, consistent à observer des échantillons déjà déformés en traction à l’état massif, ou après des essais de traction in situ sous MEB ou bien encore après une expérience de déformation in situ dans un MET. Les échantillons proviennent des différents partenaires du consortium PROMITI (Institut P’, IJL, Messier Bugatti Dowty, Aubert & Duval). Les éprouvettes ont été déformées jusqu’à des taux de déformation plastique compris entre 0,018% et 0,8% pour faciliter les observations MET. Certaines éprouvettes ont été déformées jusqu’à la rupture.
Les observations post mortem ont été réalisées avec le même microscope que les expériences de déformation in situ, et le porte objet utilisé est un porte-objet double inclinaison de marque GATAN©.
Les observations post mortem et les essais de déformation in situ sont complémentaires. L’utilisation conjointe de ces deux techniques est nécessaire pout déterminer les mécanismes pertinents qui contrôlent la déformation des alliages étudiés.

Technique d’indexation automatique des orientations cristallographiques (ACOM)

Les alliages de titane β-métastables possèdent une microstructure très complexe composée de différentes phases cristallines de dimensions nanométriques. Les techniques de diffraction électronique conventionnelles permettent de caractériser ces phases (paramètres de maille, relations d’orientation…) mais dans des alliages polycristallins où la taille moyenne d’un grain est de l’ordre de la vingtaine de nanomètres, ces techniques peuvent s’avérer fastidieuses pour peu que l’on veuille avoir une statistique représentative. Aussi nous avons eu recours à une technique d’indexation automatique des orientations cristallographiques nommée ACOM (Automated Crystal lattice Orientation). C’est une technique développée conjointement par Muriel Véron et Edgar Rauch du laboratoire SIMAP [Rauch et Veron 2005] de Grenoble et la société NanoMEGAS [Máthis et Rauch 2007]. Cette technique permet de réaliser le même type d’expériences que la technique de retrodiffusion des électrons (EBSD pour Electron Back Scattering Diffusion) en MEB mais sur un MET, en gagnant ainsi énormément en résolution [Morawiec et Bouzy 2006, Rauch et Dupuy 2006]. Les bobines déflectrices du MET utilisé en mode diffraction sont pilotées pour faire balayer au faisceau d’électrons tout une zone de l’échantillon définie par l’utilisateur, cette zone pouvant faire plusieurs dizaines de μm2. Lors de ce balayage les clichés de diffraction sont acquis à l’aide d’une caméra à très grande vitesse. En attribuant chaque diagramme de diffraction à un point de la zone sondée, on obtient une cartographie de l’échantillon en figures de diffraction. Un logiciel traite ensuite ces données en comparant chacune de ces figures avec une bibliothèque contenant l’ensemble des clichés de diffraction simulés pour une structure donnée. Le système permet d’établir pour chaque cliché de diffraction l’orientation cristalline la plus probable et de remonter ainsi à une véritable cartographie des orientations cristallographiques contenues dans la zone sondée [Moeck et al. 2011]. Sous réserve que les zones diffractent de façon suffisamment intense, ce qui exclut les zones de très petits volumes, on obtient ainsi de manière relativement aisée, la localisation des différentes phases dans le matériau ainsi que leur orientation relative. Enfin il est important de garder à l’esprit que la résolution de cette technique dépend du pas minimum entre deux points de mesure mais surtout de la résolution du microscope qui est typiquement de 5 nm sur le MET Philips CM 20 FEG, MET que nous avons utilisé pour réaliser nos expériences.

La Microscopie Electronique en transmission à Haute Résolution (MEHR)

La MEHR est un mode d’imagerie de microscopie électronique en transmission qui permet l’observation de la structure cristalline à l’échelle atomique. Cette technique est une microscopie de contraste de phase qui résulte de l’interférence du faisceau transmis avec un ou plusieurs faisceaux diffractés, contrairement à la MET conventionnelle où les images sont essentiellement formées par contraste de diffraction en sélectionnant soit le faisceau transmis, soit un faisceau diffracté.
Nos observations en MEHR ont principalement été réalisées pour caractériser précisément la microstructure complexe de nos alliages en nous permettant d’accéder à la cristallographie précise des différentes phases ainsi qu’aux relations d’orientation les liant. Ces expériences ont été réalisées sur un MET FEI Tecnai F-20 FEG équipé d’un correcteur d’aberration sphérique fonctionnant avec une tension accélératrice de 200 kV. La résolution de ce microscope corrigé est ainsi de 0,12 nm.

Microstructure de la phase αp

Relation d’orientation avec la matrice

De façon générale, tous les nodules, plaquettes ou lamelles de phase α dans la phase β sont orientées de façon à suivre les relations de Burgers [Burgers 1934] (voir aussi Figure 3): Cette relation d’orientation peut être clairement mise en évidence, par exemple dans le cas d’une plaquette αp de l’alliage Ti 17 (Figure 23 ). L’opération est simple en théorie, puisqu’il s’agit simplement de faire diffracter séparément la matrice ß et la phase α, et de mettre en relation les deux clichés de diffraction pour en tirer la relation d’orientation entre les phases. En pratique cette opération peut s’avérer délicate car les nodules ou plaquettes étant souvent de petites dimensions, il n’est pas forcément simple de conserver sur l’axe optique la zone observée lorsqu’on incline l’échantillon (un problème lié à l’impossibilité mécanique de régler l’eucentrisme du porte-objet à double inclinaison pour les deux axes de rotation possibles), et le plus souvent les clichés de diffraction présentent des taches correspondants aux deux phases α et β. Finalement, lorsqu’on a bien orienté l’échantillon, il est alors facile de constater, par diffraction d’aire sélectionnée, que la rangée systématique 0001 de la phase hexagonale s’aligne parfaitement avec une des rangées <110> de la phase cubique : le plan (0001) de la phase α est doc parallèle à un des plans {110} de la phase β.

Présence de la phase α2 (Ti3Al) dans les plaquettes ou nodules αp.

Les clichés de diffraction (Figure 24) réalisés en axe de zone sur la phase αp du Ti 5553 et du Ti 17  révèlent la présence de spots de surstructure attestant de la présence d’ordre dans la structure hexagonale.
Figure 23. a) Micrographies dans Ti 17 de lamelle de phase α hexagonale dans la matrice cubique centrée β ; (b) et (c) diffraction d’aire sélectionnée (contraste inversé) respectivement de la phase α et de la matrice β, attestant de l’alignement du plan de base (0001) de la phase α avec un des plans {110} de la matrice. Les traces obliques dans la phase β de la figure (a) correspondent à des traces de glissement de dislocations dans le plan (101). On peut aussi noter sur la figure (b) que l’onde 0001 donne une tache de surstructure visible sur le cliché de diffraction attestant de la présence de la phase ordonnée D019 dans la microstructure (voir § 1.2.2).
Ces spots de surstructure sont caractéristiques de la précipitation de la phase Ti3Al de structure hexagonale compacte ordonnée D019, appelée le plus souvent α2. Il a été montré dans la littérature [Lütjering et Williams 2003] que dans les alliages α/β possédant une double précipitation de phase α, la phase Ti3Al précipite au sein de la phase αp lors du revenu thermique destiné à faire croitre les fines lamelles de phase αs pourvu que la concentration en aluminium soit suffisante. Aussi, afin de vérifier cette hypothèse, nous avons étudié un échantillon de Ti 17 dont le traitement thermique n’est pas complet. Ce traitement thermique ne comprend pas de revenu destiné à faire croitre les fines lamelles αs. Dans ce cas, la microstructure de ce matériau ne se compose que de matrice β et de plaquettes de phase αp comme le montre la Figure 25.
(b) cliché de diffraction électronique réalisé en axe de zone dans une plaquette de cet alliage. Nous n’observons pas de spots de surstructure.
Les clichés de diffraction électronique réalisés dans les plaquettes de phases αp de ce matériau ne présentent pas les spots de surstructure caractéristiques de la phase Ti3Al et indiquent que la phase α2 n’a pas précipité (Figure 25b).
Il faut cependant noter qu’il est difficile d’imager directement la phase Ti3Al par MET conventionnelle en champ sombre. Ceci indique que la précipitation de Ti3Al est distribuée de façon homogène est extrêmement fine. Cependant, la présence de cette phase sous forme de nano-précipités est systématiquement reliée à une hausse de la limite élastique et de la dureté au détriment de la ductilité. Nous étudierons dans les prochains chapitres l’effet de ces nano-précipités sur la limite élastique de ces matériaux.

Microstructure de la phase αs.

Les précipités de phase αs qui croissent lors de la dernière phase du traitement thermique ont une microstructure hexagonale compacte et présentent globalement la même relation d’orientation avec la matrice β que les nodules ou plaquette αp. Les calculs élastiques menés par l’équipe de l’IJL montrent que ces précipités adoptent essentiellement une forme de disque aplati et présentent quatre variants qui se placent sur ou au voisinage des plans {111} de la matrice, soit schématiquement sur les faces d’un tétraèdre inscrit dans la matrice cubique centrée (Figure 26). Il est important de noter qu’en MET nous n’observons qu’une fine tranche de la microstructure, en transmission et donc en projection. Compte tenu de la faible épaisseur de l’échantillon (< 200 nm), les lamelles αs qui ont une épaisseur proche de 75 nm apparaissent ainsi presque toujours sous la forme de cigares aplatis, quel que soit l’angle d’inclinaison donné à l’échantillon (Figure 27). La seule façon d’observer une lentille entière en MET serait de préparer une lame mince parallèlement à un des plans {111} de la matrice, et espérer obtenir un des variants de phase αs qui serait alors entièrement localisé dans l’épaisseur de la lame mince. Malheureusement, lors de la préparation de nos échantillons par polissage électrolytique, nous ne maitrisons pas ce paramètre.
Par ailleurs, suivant la direction d’observation, ces plaquettes apparaissent, en coupe, allongées avec des orientations différentes (Figure 27). Ainsi, en fonction de l’angle sous lequel les échantillons sont préparés pour les observations MET (ou en fonction du plan de surface pour un échantillon MEB) nous obtenons différents motifs (Figure 28a et Figure 28b).
Distribution des variants de phase αs dans la matrice β
Les lamelles α peuvent choisir de s’orienter selon l’un des 12 variants en accord avec la relation de Burgers [Burgers 1934] :
< 110 >ß / /[0001]α
< 111>ß / /< 2110 >α
La question de l’équipartition des différentes orientations de lamelles α dans la matrice β est difficile à résoudre en utilisant les techniques conventionnelles de microscopie électronique en transmission. Elle est accessible par l’utilisation du système ACOM (Automated Crystal lattice Orientation, § II.5) et un exemple en est donné ci-dessous.
L’échantillon analysé Figure 29a est un alliage de Ti 5553 dont l’une des particularités et que sa microstructure possède seulement une phase β et les fines lamelles αs. La répartition des directions cristallographiques parallèles à la direction du faisceau d’électrons est présentée Figure 29b. L’ensemble des directions cristallographiques orientées parallèlement à la direction des électrons, ou figure de pôles inverse, peut être automatiquement reporté sur un triangle stéréographique standard, à la fois pour les grains de phase β (Figure 30a) et pour les grains de phase α (Figure 30b). Sur ces figures, chaque point correspond à une zone du cristal de taille de l’ordre de 400 nm2. Dans l’orientation choisie de la lame mince, les grains de la matrice β sont orientés relativement au faisceau d’électrons principalement le long de deux directions : [111] et [113] (respectivement en rouge et vert sur Figure 30a).
Dans les grains β orientés selon [111] précipitent des lamelles α orientées selon (en rouge sur la Figure 30b, en accord avec la relation d’orientation de Burgers : [111]ß / /[2110]α
Bien sur le choix de cette relation d’orientation est purement arbitraire, et n’importe quelle autre relation d’orientation équivalente aurait pu être adoptée. Cependant, il n’est pas possible ici de différencier parmi les trois différentes possibilités équivalentes correspondant à la deuxième condition d’orientation de Burgers : {110}ß / /(0001)α
Pour les grains β orientés selon [113], la situation est plus complexe à analyser, puisque chacun des variants qui suit la relation d’orientation de Burgers va donner lieu à une localisation différente du point représentatif de cette relation d’orientation sur la Figure 30b. L’analyse géométrique montre que les 12 variants αs se répartissent sur la figure de pôles inverse en 6 zones, avec une densité de points représentatifs en bon accord avec le nombre de variants correspondant à chaque zone.
La détermination exacte de la proportion des différents variants est délicate et dépasse le cadre de cette étude. L’observation de la densité de pôles sur la Figure 30b donne cependant l’indication qu’il n’y a pas de différences significatives dans ces proportions, ce qui confirme donc qu’il n’y a pas de variant d’orientation privilégié dans la zone observée.

Alliage Ti 17

Microstructure générale

L’alliage Ti 17 possède une microstructure relativement hétérogène constituée de colonies de phase αp et d’un enchevêtrement de phase αs, ces deux phases ayant bien précipité dans la matrice β cubique centrée. Ainsi dans la microstructure de cet alliage, la phase αp précipite en colonies. Et nous ne trouvons pas de lamelles αs entre les plaquettes αp d’une même colonie. La phase αp précipite sous forme de plaquettes et la phase αs sous forme de fines lamelles (Figure 31).
Ces différentes phases vérifient comme nous l’avons décrit précédemment les relations d’orientations de Burgers. De plus, les clichés de diffraction électronique réalisés au sein de la phase αp mettent en évidence la présence de Ti3Al au sein de celle-ci (Figure 24).

Deuxième niveau de structure hiérarchique

En étudiant la phase αs à plus fort grandissement et dans des conditions bien choisies de contraste, nous avons pu mettre en évidence la présence d’une sous-structure constituée de plusieurs domaines à l’intérieur des lamelles αs (Figure 32).
Les clichés de diffraction électroniques réalisés sur ces sous-structures cristallines montrent qu’elles ont la même structure hexagonale compacte que la phase mère, mais que leur orientation cristallographique a changé (Figure 33). Il est à noter que le volume diffractant est suffisamment important pour donner un signal non négligeable sur le cliché de diffraction, mais que chaque domaine qui diffracte est trop petit pour qu’il soit possible expérimentalement de sélectionner uniquement (par diffraction d’aire sélectionnée) un seul de ces domaines.

Table des matières

Chapitre I : Bibliographie
I.1. Le titane et ses alliages
I.1.1. Le titane pur
I.1.2. Transformation de phase
I.1.3. Influence des éléments d’alliages
I.2. Traitements thermiques et microstructures
I.3. Mécanismes de déformation
I.4. Systèmes de glissements dans les alliages.
I.4.1. Déformation de la phase β.
I.4.2. Déformation de la phase α
I.4.3. Structure de cœur des dislocations vis dans la phase α
I.4.4. Ordre à courte distance (OCD)
I.4.5. Durcissement structural
I.4.6. Les interfaces
Chapitre II : Matériaux et techniques expérimentales
II.1. Généralités sur les alliages Ti 17 et Ti 5553
II.1.1. Compositions chimiques
II.1.2. Traitements thermiques
II.2. Préparation des échantillons.
II.2.1. Provenance et dimensions.
II.2.2. Amincissement des échantillons post mortem Ti 5553 et Ti 17, et in situ Ti 17
II.2.3. Échantillon Ti 5553 in situ
II.3. La déformation MET in situ
II.4. Observations post mortem
II.5. Technique d’indexation automatique des orientations cristallographiques
II.6. La Microscopie Electronique en transmission à Haute Résolution (MEHR)
Chapitre III : Microstructure
III.2. Microstructure de la phase αp
III.2.1. Relation d’orientation avec la matrice
III.2.2. Présence de la phase α2 (Ti3Al) dans les plaquettes ou nodules αp.
III.3. Microstructure de la phase αs
III.4. Alliage Ti 17
III.4.1. Microstructure générale
III.4.2. Deuxième niveau de structure hiérarchique
III.4.3. Troisième niveau de structure hiérarchique
III.5. Alliage Ti 5553
Chapitre IV : Les micro-mécanismes de déformation
IV.1. Caractéristiques générales
IV.1.1. Introduction
IV.1.2. Déformation des phases αp
IV.1.3. Déformation de la phase β
IV.1.4. Déformation des phases αs
IV.2. Origine de la ductilité des alliages
IV.2.1. Naissance de dislocations dans les phases αp
IV.2.2. Multiplication des dislocations à partir des interfaces αp/β
IV.2.3. Transmission de la déformation
IV.3. Obstacles qui contrôlent la déformation dans la phase αp
IV.3.1. Durcissement structural
IV.3.2. Ordre local
IV.3.3. Structure de cœur des dislocations
IV.4. Conclusion.
Chapitre V : Interfaces α/β, contraintes internes et écrouissage
V.1. Observations expérimentales
V.1.1. Observations MET.
V.1.2. Observations à l’échelle mésoscopique
V.1.3. Observations à l’échelle microscopique
V.2. Discussion
V.2.1. Les causes de l’écrouissage de la phase αp au voisinage de l’interface αp/β
V.2.2. Contraintes générées par cet écrouissage, influence sur les propriétés mécaniques.
Chapitre VI : Discussion
VI.1. Comparaison avec le TA6V.
VI.1.1. Comparaison des microstructures
VI.1.2. Comparaison des micro-mécanismes
VI.2. Passage micro / macro.
VI.2.1. Contraintes résiduelles.
VI.2.2. Contribution des différentes sources de durcissement à la résistance macroscopique des alliages de titane.
VI.3. Comparaison avec les résultats des partenaires PROMITI
VI.3.1. Comparaison avec les travaux d’Amico Settefrati, Institut Jean Lamour (LSG2M).
VI.3.2. Comparaison avec les travaux de Timothée Duval et P. Villechaise, Institut P’ (ENSMA).
Conclusions et perspectives
Annexe
Références Bibliographiques

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