«ISSN 0134-5400 ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ СЕРИЯ: Физика радиационных повреждений и радиационное материаловедение ВЫПУСК 1992 1/58/, 2/59/ УКРАИНСКИЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР...»

-- [ Страница 1 ] --

ХАРЬКОВСКИЙ

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

СЕРИЯ:

радиационных повреждений

и радиационное материаловедение

1992 1/58/, 2/59/

УКРАИНСКИЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР

ХАРЬКОВСКИЙ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

УВАЖАЕМЫЕ КОЛЛЕГИ!

Если Вы хотите, чтобы о Ваших результатах научно-технических исследований и разработках в области физики радиационных явлений, ядерных технологий и атомного материаловедения узнали все специалисты атомной науки и техники стран СНГ, Европы, Азии и Америки, публикуйте статьи и размещайте рекламу в журнале "Радиационные явления и ядерные технологии"

Приемнике популярного "желтого" сборника " Серия: Физика радиационных повреждений и радиационное материаловедение", выпускаемого с 1975 г. по 1992 г.

Низкая цена, широта распространения журнала и оперативность публикаций гарантирует Вам приоритет, популярность и обращение новых заказчиков.

Тематика журнала:

Физика процессов взаимодействия излучений с веществом и радиационных повреждений;

Радиационные явления, протекающие в материалах ядерных и термоядерных реакторах, космической и ускорительной техники;

Радиационные, ионно-лучевые и ядерные технологии;

материаловедческие проблемы безопасности ядерных и термоядерных реакторов и технологий;

Ядерно-физические методы исследований структуры, состава и свойств материалов и окружающей среды;

Периодичность издания журнала 6 выпусков в год. Объем каждого номера до 10 уч.-изд. листов.

Организации и отдельные специалисты могут произвести подписку на 1993 год в комплекте и на отдельные номера.

Цена одного номера - 50 рублей, годового комплекта - 300 рублей.

Наш адрес Вам давно известен:

3I0I08, Харьков, ул.Академическая, 1 Харьковский физико-технический институт.

Редакция журнала "Радиационные явления и ядерные технологии".

СПЕШИТЕ ПОДПИСАТЬСЯ!

ХАРЬКОВСКИЙ

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ и ТЕХНИКИ

СЕРИЯ:

Физика радиационных повреждений и радиационное материаловедение

НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКИЙ СБОРНИК

ВЫПУСК 1/58/2/5 9/ ХАРЬКОВ - 1 9 9 2 УДК 539:621 В настоящий сборник включены материалы 8-й Межотраслевой школы по физике радиационных повреждений твердого тела (г.Алушта, 28 сентября - 4 октября 1991 г.). Кроме традиционных рубрик в сборник включен также раздел "Реакторные- материалы", в который вошли доклады, представляющие значительный интерес для специалистов в области реакторного материаловедения.

UDC 539:621 The issue represents a collection of papers presented at the 8th Workshop on radiation damage in solids (28 September - 4 October, 1991, Alushta, Ukraine) The topics covered include radiation defects in crystals, effect of irradiation on structure and properties of materials, helium and hydrogen in metals, equipment and investigation methods, and reactor materials.

–  –  –

Члены редколлегии:

ИВ.АЛЬТОВСКИП, А.С.БАКАЯ, П.А.БЕРЕЗНЯК, В.В.ГАНН, М.СГУСАРОВ, М.И.ГУСЕВА, В.С.КАРАСЕВ, В.В.КИРСАНОВ, Ю.В.КОНОБЕЕВ, Л.Н.ЛАРИКОВ, В.А.НИКОЛАЕВ, Л.С.ОЖИГОВ, А.М.ПАРШИН, Э.А.РЕЗНИЧЕНКО, Л.П.РЕКОВА, В.В.РОЖКОВ, В.Ф.РЫБАЛКО, З.К.САРАЛИДЗЕ, Ю.Н.СОКУPC КИЙ, А.Л.СУВОРОВ, Ю.В.ТРУШИН, Б.П.ЧЕРНЫЙ, В.К.ШАМАРДИН {С) Харьковский физико-технический институт (ХЙИ), 1992.

Раздел первый

РАДИАЦИОННЫЕ ДЕФЕКТЫ В КРИСТАЛЛАХ

УДК 537.312.62;548.4

МЕХАНИЗМ РАДМАЦИОННО-СТКМУЛИРОВАННОЙ ДИФФУЗИИ В ВТСП

В.В.Кирсанов, Н.Н.Мусин (ТвеПИ, г.Тверь) Методом молекулярной динамики исследовано распространение цепочек ион-ионных соударений в YBa 2 CUj0 7 идеальном кристаллите D присутствии дополнительных ионов кислородл, внедренных в кислородные вакансии. Найдено, что при внедрении дополнительного иона кислорода в вакансию в определенных случаях процесс дефектообразования сменяется на радиационно-стимулированную диффузию. Рассчитаны угловые зависимости пороговой энергии смещения иона кислорода в вакансию и ее изменение при внедрении дополнительных ионов кислорода. Также определена угловая зависимость энергии активации процесса миграции внедренных ионов кислорода.

ВВЕДЕНИЕ Создаваемые в процессе облучения высокотемпературных сверхпроводников (ВТСП) быстрыми частицами дефекты и их скопления оказывают существенное влияние на их критические параметры. Поэтому изучению структурной природы образующихся при облучении дефектов уделяется сейчас повышенное внимание 1I-5J. Так in situ наблюдение микроструктурных изменений в Y-Ba-Cu-О при облучении ионами Не энергией 50, 150 и 170 кэВ ионами 0 [I]обнаружило появление мелких вкраплений Си 2 Офазы. При этом до появления островков вторичной фазы не обнаружено ни дислокационных петэль, ни кластеров дефектов, ни каких-либо других повреждений, за исключением орто-тетра-перехода, который происходил во всех случаях строго при одном уровне повреждения, равном 0,1 смещ./ат. Кроме того, при аналогичном электронно-микроскопическом изучении эволюции структуры R-Ba-Cu-0 (R=Gd, Eu) при облучении 50 кэВ ионами Не при 15 и 300 К было обнаружено, что ортотетра-переход стимулируется разупорядочением на близких расстояниях и не требует подвижности радиационных дефектов на дальние расстояния. При облучении при 15 К были обнаружены неразрешимые в микроскопе дефектные кластеры размером около 100 8, также замечено образование дислокационных петель возле уже существующих дислокаций. При облучении при комнатной температуре не наблюдалось образования никаких протяженных дефектов. При низкотемпературном облучении обнаружен крип дислокаций; это позволило авторам сделать вывод, что по крайней мере часть радиационных дефектов, предположительно кислородных, подвижна при 15 К. Были найдены пороговые флюенсы для аморфизации пленок с разными редкоземельными элементами, которые оказались различными для Gd и Ей, что указывает на возможную ответственность за аморфизацию катионных смещений. Указанные пороги при 300 К оказались почти в три раза выше, ^ем при 15 К. Это можно объяснить мобильностью катионных дефектов при комнатной температуре.

В работе электронно-микроскопическое изучение структуры облученных нейтронами Y-Ba-Cu-О до флюенсов ~2*10" см" 2 показало наличие ячеистой структуры, состоящей из микрокристаллитов или ячеек размером 50...500 8, окруженных стенками сильно разупорядоченного или аморфного материала. Стенки показывают предпочтение удлиняться вдоль направления и включать а-Ь плоскости.

Исследования поликристаллов Y-Ba-Cu-O, облученных ионами Хе энергией 3,5 ГэВ с помощью электронной микроскопии высокого разрешения , также позволили сделать ряд важных заключений. Во-первых, обнаружены локальные изменения кислородной стехиометрии, сопровождающиеся ближним упорядочением вакансий в Cu(I)-0 плоскостях. Во-вторых, отмечено наличие аморфизироваьных областей размером 50 д, которые локализуются в плоскостях Cu(I)-0 и Ва-О.

В недавней работе [ 5] исследована структура нейтронно-разупорядоченного Y-Ba-Cu-O методами электронной микроскопии. Были обнаружены дефектное области, которые присутствовали в облученных и отсутстрпвали в необлученных образцах и расположены параллельно а-Ь плоскостям и выравнены вдоль направления.

Найдены как узкие области, идентифицированные как тепловой клин, так и широкие (клин смещений). Ширина теплового клина вдоль оси с оценена 13,6 л, глубина

В несколько параметров решетки а, а длина составляет порядка I мкм. Анализ привел авторов к заключению, что в основе этих областей лежит удаление Сч(1)-С плоскостей из локальной области и релаксация оставшихся За-0 слоев с образованием дефектной полосы. Размеры клина смещения, который формируется, по мнению авторов, из-за удаления ионов кислорода и выноса их в соседние пегионы, определены приблизительно (длина 1мкм, ширима и глубина ~ 100...300 л). Размеры теплового клина порядка 10...20 л соответствуют величине длины когерентности и поэтому могут служить эффективными центрами пиннинга.

Таким образом, можно сделать вывод, что в облученных ВТСП образуются дефектные скопления (фазы внедрения, дефекты упаковки, дислокации, каскады и т.д.) размером порчдка 10...50 8. Пока механизмы их создания и микроструктура не ясна.

ВОПРОСЫ АТОМНОЙ ПАУКИ И ТЕХНИКИ.

Серия:ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ПОВРЕЖДЕНИЙ И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. 1992. Вып. 1(58), 2(59). 1-137.

Появляются свидетельства локализации дефектов в Си-0 слоях, что может коррелировать с величиной пороговой энергии смещения ионов [ 6 ]. Ряд авторов высказывают предположение: основные дефектообраэующим процессом, ответственным за деградацию свойств и орто-тетра-переход, является разупорядочоние кислородной подсистемы. Это объясняется низкой величиной пороговой энергии смещения для ионов кислорода. Но ситуация на самом деле не так проста. Наличие кислородных вакансий приводит к существованию различных миграционных механизмов, не изменяющих общую дефектность кислородной подрешетки, что проявляется, в частности, Е немонотонной зависимости Т с от флюенса протонов [ 7]. Поэтому вопросы физики радиационного разупорядочения ВТСП еще ждут своего ответа. Для прояснения механизмов формирования каскадов столкновения и других кластеров дефектов, миграции дефектов полезным инструментом оказывается компьютерное моделирование. Приведенные ниже результаты, полученные с помощью метода молекулярной динамики, показывают, что при определенных условиях возможна смена механизма дефектообразования в кислородной подсистеме на процесс радиационно-стимулированной диффузия.

МЕТОДИКА Вычислительный эксперимент проводился на модельном кристаллите Y B a 2 C u, 0, имеющем форму прямоугольного параллелепипеда и вытянутом вдоль направления распространения цепочки. В основе расчетов лежал метод молекулярной динамики.

Расчеты выполнялись по программе РОТ), которая подробно описана нами в 18]. Зона спонтанной аннигиляции пар Френкеля специально не определялась. Стабильность образовавшихся пар Френкеля проверялась длительной выдержкой полученной конфигурации до полной остановки ионов кристаллита. Тепловые колебания ионов кристаллита не учитывались, так как предполагалось, что эксплуатационные температуры ВТСП относительно невелики. Потенциалы межионного взаимодействия взяты из работы .

РЕЗУЛЬТАТЫ Изучалось распространение Си-0 цепочек соударений вдоль оси г (направление ). Детали распространения таких цепочек (фокусировка, ионные замещения, быстрое затухание, образование дефектов, сильные колебания ионов кислорода), а также пороговые энергии смещения ионов кислорода были описаны в предыдущих публикациях .

Как было показано ранее , смещение ионов кислорода в кислородные вакансии требует значительно меньше энергии, чем выброс ионов меди из своих узлов.

–  –  –

На рис.1 показан процесс выброса иона кислорода в вакансию. Первично выбитым атомом (ПВА) служил ион меди Си, его энергия составляла 24 эВ, а угол вылета - 5,7° к оси цепочки. Ион кислорода 0, смещается из положения на оси цепочки в кислородную вакансию 0(5). Причем его новое положение в этой вакансии достаточно стабильно. Этому процессу можно приписать определенную пороговую энергию образования стабильного смещения, как минимальной энергии, которую необходимо передать ПВА для ухода иона кислорода из своего положения в естественные вакантные узлы, присутствующие в кристаллической решетке. Обозначим ее Е°.

Как и для других типов смещений, следует ожидать, что величина пороговой энергии смещения кислорода зависит от направления вылета ПВА. Угловая зависимость Е5 в случае ПВА - иона Сиt показана на рис.2. Положительный угол соответствует направлению вылета ПВА, при котором вектор начальной скорости повернут от оси цепочки по часовой стрелке. Данная зависимость исследовалась для углов 0,5... 10°. Угол вылета, равный 0, не рассматривался, так как при этом угле задача выражается (в силу симметрии) в линейную, и пороговая энергия смещения обращается в бесконечность. Также не исследовались углы больше 10°, потому что из-за ограниченных размеров кристаллита при больших углах существует опасность пропустить развитие побочных цепочек соударений, которые могут существенно изменить величину пороговой энергии смещения. Как видно из рис.2, минимальная величина пороговой энергии достигается при угле 8 и составляет 21 эВ. При меньших углах величина Едвд плавно увеличивается при уменьшении угла вылета до величины, равной 28 эВ при «=0,5°. При углах больше 8 величина пороговой энергии резко увеличивается, достигая 35 ?В при 10°.

ЭВ 40.00 35.00 30.00

–  –  –

Рис.4. Динамика цепочки соударений в пло- Рис *5" Дчнэмчка Цепочки соударений в плосскости (010) при внедрении дополнитель- кости (010) при внедрении двух дополнительного иона кислорода без смещения введенного ных ионов кислорода. Обозначения и параметиона в узел решетки. Обозначения и пара- ры ПВА аналогичны рис.1. 0 3, 0* - дополни метры ПВА аналопиы рис.1, угол вылета ПВА тельные ионы кислорода

6". 03 - дополнительный ион кислорода Интерес представляет поведение точно такой же цепочки при введении в кристаллит дополнительных ионов кислорода, которые помещаются в позиции упорядоченных кислородных вакансий (рис. 3, 4, 6). На рисунках внедренные ионы обозначены как Оэ и 0,. Введением дополнительных ионов кислорода закрывается поступ иону Oj в то положение, в которое он попадал при прохождении аналогичной цепочки без внедренного кислорода. Поведение ионов кислорода цепочки изменяется. Так, на рис.3 ион кислорода 0, смещается в позицию упорядоченной кислородной вакансии, находящейся с противоположной стороны от иола Си2 и не занятой внедренным ранее ионом. В этом смысле поведение иона Oi в цепочках на рис.1, ?

аналогично. Ион 0, во время распространения цепочки сдвигается в освободившийся кислородный узел. И после прохождения цепочки получаем расположение ионов такое же, как и до начала движения только с внедренным ионом кислорода, находящимся в положении, симметричном относительно Си-0 цепочки. А это значит, что хотя и происходит перемещение ионов кислорода, после прохождения цепочки наблюдается картина, аналогичная начальной. С этой точки зрения образования стабильного смещения ионов кислорода не происходит. Указанный процесс бэльше напоминает радиационно-стимулированные диффузионные перемещения. Такие перемещения наблюдаются не для всех углов вылета. На рис.4 показана цепочка соударений при угле вылета ПВА 6°, при распространении которой смещения дополнительного иона 0 3 не наблюдается. Как было найдено, для углов вылета, меньших 3°, происходит процесс радиационно-стимулированной диффузии. При углах больше 3° отпечен выброс иона кислорода в 0(5) без смешения внедренного иона кислорода в освободившийся узел (рис.4). Угловая зависимость величины энергии активации этого процесса (ее более правильно назвать энергией активации миграции кислорода Е^ в отличие от пороговой энергии стабильного смещения кислорода Е$, о которой речь шла выше) показана на рис.6.

–  –  –

Здесь же приведена зависимость E°j. Направление к внедренному иону соответствует отрицательным углам. Видно (см. рис.6), что для разных углов вылета соотношение Е$ и Е^, различно. Для углов -10...3° наблюдается только процесс миграции кислорода. При этом стабильных смещений ионов кислорода не происходит, и можно считать, что Е$ обращается в бесконечность. Для углов 3...I00 наблюдается обратное соотношение: стабильное смещение ионов кислорода требует меньшей величины EjjgA, чем процесс миграции. При этом Е, оказывается на 3...5 эВ больше, чем Е$. Минимальное значение Eg равно 15 эВ при в =4°, а минимум Е° достигается при угле вылета 10° и равен 16 эВ.

В случае внедрения двух дополнительных ионов (см. рис.5) происходит циклическая перестановка четырех ионов кислорода (0i, 0», 0 э и 0 »), в результате чего расположение ионов кристаллита не меняется. В данном случае заняты все кислородные вакансии вокруг ионов цепочки, и иону 0, нет иной возможности как только выбивание внедренных ионов из занятого положения. Дополнительный ион, в свою очередь, перескакивает на позицию иона 0 а, который вы5ивает второй дополнительный ион на освободившийся узел 0!. Процесс напоминает известный кольцевой механизм диффузии.

Таким образом, на основании компьютерного моделирования процесса ударного образования смещенных ионов в облучаемых монокристаллах уВа 4 Си»О 7 можно заключить, что процесс дефектообразования может конкурировать с необразующей дефектов радиационно-стимулированной диффузией. Поэтому заполнение кислородных вакансий может приводить к замедлению процесса радиационной деградации свойств ВТСН, что косвенно подтверждается фактами уменьшения радиационной стойкости с падением содержания кислорода в образцах YBa,Cu,O, .

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. LeGoues F., Ruault M., Clark G. et al. In situ studies of microstructural changes in УВа г С1ь0 7 _* during 0 and He irradiation // Phil. Mag. A. 1989.

Vol.60. N 5, P.525-538.

2. Ruault M., Bernas H., Gasgnier M. In situ structural evolution of ion-irradiated P.-Ba-Cu-O (R = Eu, Gd) superconductor // Phil. Mag. B. 1989. Vol.60.

3. Kirk M., Frischherz M., Liu J. et al. The structure of neutron-irradiation damage in YBa 2 Cu,0,. x // Phil. Mag. Lett. 1990. Vol.62. N 1. P.41-49.

4. Bourgault D., Hervieu M., Bouffard S. et al. 3.5 CeV xenon ion irradiation effects in the superconducting oxide YBa 2 Cu 3 O,_j (6 ч 0.1): A HREM investigations // Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. B. 1989. Vol.B42. N 1. P.61-68.

5. Janam R., Ramakrishna K., Srivastava 0. et al. Electron microscopic investigations of neutron irradiated Y B a 2 C u } 0 7 _ x high temperature superconducting single crystals // Sol. Stat. Commun. 1991. Vol.77. N 4. P.259-263.

6. Kirsanov V.V., Musin N.N. Displacement threshold energies in high-temperature superconductors // Phys. Lett. A. 1991. Vol.153. P.493-498.

7. Никонов А.А., Сотников Г.В., Токарев А.С. Немонотонная зависимость температуры сверхпроводящего перехода соединения YBa 2 Cu 3 0, от флюенса при бомбардировке протонами // СФХТ. 1989. Т.2. №1. C.7-II.

3. Кирсанов В.В., Мусин Н.Н. Алгоритм расчета динамики радиационного повреждения и свойств точечных дефектов в высокотемпературных сверхпроводниках:

Препринт. Тверь: ТвеПИ, 1990.

9. Chaplot S.L. Phonon dispersion curves in Y B a 2 C u 3 0, // Phys. Rev. B. 1988.

Vol.37. N 13. P.7435-7442.

10. Кирсанов В.В., Мусин Н.Н. Процесс радиационного дефектообразования в YBa 2 Cu 3 O,// Письма в 1ТФ. 1989. Т.15. №23. С.71-74.

11. Kirsanov V.V., Musin N.N. The dynamic crowdions and point defects formation in high temperature superconductors // Phys. Lett. A. 1990. Vol.l43A. N 8.

12. Vichery H., Rullier-Albengue F., Pascard H. et al. Effects of low temperature electron irradiation on single crystal and sintered YBa 2 Cu 3 0,-5 // Physica С 1989. Vol.159. P.697-706.

УДК 621.039.531:546.881

ВЛИЯНИЕ ОБЛУЧЕНИЯ И ДЕФОРМАЦИИ НА ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ПРИМЕСЕЙ ВНЕДРЕНИЯ

С ДЕФЕКТАМИ В ВАНАДИИ

М.И.Захарова, Н.А.Артемов (ФЭИ, г.Обнинск) е риведены результаты исследования влияния облучения, деформации и отжига Т л на взаимодействие примесей внедрения (кислород, азот, углерод) с дефектами пкристаллической решетки в моно- и поликристаллическом ванадии методом низкочастотного внутреннего трения.

Взаимодействие чужеродных атомов с дефектами кристаллической решетки, приводящее к локальным сегрегациям и созданию концентрационной неоднородности примесей или легирующих элементов, в значительной степени определяет структуру и физико-механические свойства реальных кристаллов.

Ванадий является одним из перспективных материалов для атомных реакторов и реакторов термоядерного синтеза, условия работы которых создают реальную возможность протекания сложных процессов возникновения и миграции дефектов решетки и примесей при одновременном воздействии механических и радиационных полей.

В настоящей работе рассмотрено влияние облучения, деформации и отжига до 0,8 Т п л на взаимодействие примесей внедрения - кислород, азот, углерод с дефектами в ванадии методом низкочастотного внутреннего трения.

МАТЕРИАЛЫ, УСЛОВИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА

Исследовался монокристаллический ванадий, полученный методом электроннолучевой бестигельной зонной плавки, и поликристаллический ванадий в состоянии поставки. Образцы в виде прямоугольных призм размером 1,7x1,7x22,4 мм вырезались электроискровым способом из монокристаллического стержня с ориентацией 100 вдоль оси. Затем химической и электролитической полировкой удалялся нарушенный слой по 200 мкм с каждой поверхности. Из прутка диаметром 4 мм поликристаллического ванадия вытачивались круглые образцы в виде гантелей с размером под захват 3 мм и рабочей части - 2 мм. Наклепанный слой также удалялся химически.

Суммарное количество примесей в обоих материалах по данным электросопротивления составляло примерно I ат.%. Значения электросопротивления высокочистого I ат.% примесей увеличивает 298 ; к Материал 77 К электросопротивление на 5,16-10- 0м-м.

Деформация образцов осуществлялась Высокочистый 19, 62 2,28 кручением до 100% (5ж). ПродеформированМонокристалл 26, 18 7,84 ный образец подвергался изотермическому 8,П Поликристалл 26, 35 отжигу при температуре кислородного пика до тех пор, пока высота пика не становилась постоянной. Равновесное состояние наступало за 100 мин и до 300 мин не изменялось. Выход пика ка плато соответствует насыщению стоков атомами кислорода. Затем эти же образцы отжигались изохронно.

Облучение проводилось в активной зоне реактора БР-10 до флюенса 1,14*10 нейтрон/м2 (Е0.1 МэВ) при температуре 460°С. Изохронный отжиг образцов выполнялся через 100° в интервале температур 300...1400 С в вакууме не хуже I 10"" Торр.

Внутреннее трение измерялось методом крутильного маятника в амплитудно-независимой области с частотами 4 и 14 с*1 для монокристалла и 5...6 и 22...23 с** для поликристалла для изгибных и крутильных колебаний соответственно. Энергия активации релаксационных процессов определялась стандартным методом [ 2, с.49].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ 0БСУ1ДЕНИЕ

Внутреннее трение ванадия при изохронных отжигах На рис.1 представлена температурная зависимость внутреннего трения исходного поликристаллического ванадия до и после изохронных отжигов (крутильные колебания). Для всех кривых наблюдается два максимума при температурах примерно 230 и 330°С. Энергии активации, определенные для релаксационных пиков, составляют 1,0 и 1,5 эВ. Найденные энергии активации близки к значениям, приведенным в работе : 0,87 и 1,48 эВ для релаксации Снука атомов кислорода и азота в ванадии.

Как видно из рис.1, экспериментальные спектры достаточно сложны, и их целесообразно разделить на составляющие. Пример разложения спектров

–  –  –

Рис.5. Температурная зависимость внутреннего трения:

I - необлученного; 2 - после облучения; 3 - облученного и отожженного при 700°С; 4 - облученного и отожженного при 1200°С монокристаллического ванадия

–  –  –

Методами прецизионной рентгеновской дифрактометрии,просвечивающей электронной микроскопии и измерения электросопротивления in situ в имплантаторе изучается формирование слоев с повышенной концентрацией радиационных дефектов и их вынос на глубины, существенно пвевышающие проективный пробег (Rn) в зависимости от энергии, дозы (Д=1(Г...5-ГО* см"14) и feMnepaTy"pbi (IOO и 293 К) облучения (Е=1...20. кэб), ионами Н е.

При субмикрометровой глубине проникновения ионов Xf вследствие эффекта дальнодействия структура и свойства твердых тел могут изменяться на микрометровых глубинах Xj. Механизм эффекта окончательно не выяснен. При повышенных температурах он, вероятно, связан с радиационно-стимулированкой диффузией имплантируемой примеси , испускаемых схлопывающимися парами Френкеля или каскадами смещений (""радиационная тряска" ).

Для выяснения природы и особенностям проявления эффекта дальнодействия проведено комплексное исследование влияния энергии, дозы и температуры облучения на закономерности накопления точечных дефектов и дислокационных петель, а также перераспределения дислокаций в эпитаксиальных пленках a-Ti различных толщин.

ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

В качестве образцов для исследования использовались зпитаксиальные пленки a-Ti, ориентированные плоскостью (0001) параллельно поверхности подложки из слюды фторфлогопита и содержащие растворенный кислород в количестве Ко=0,05...6 ат.% 19]. В исходном состоянии пленки, как правило, находились в симметричном плосконапряженном состоянии. Энергия ионов Не (Е=1...20 кэВ) и толщина пленок варьировалась в широких пределах, обеспечивающих соизмеримость и существенное различие толщин Н пленки и слоя формирования дефектов Xf (K=Xt - тонкие планки; HXf - толстые пленки). Номера образцов (№1,4 - Н=60 нм; №2 - Н=600 нм; №3,5 - Н=720 нм; №6 - Н= 340 нм) на всех рисунках, кроме рис.1,6, соответствовали номерам кривых. Температура облучения образцов составляла Tj=IOO и Т2=293 К. Поскольку при Tj подвижны межузельные атомы, а вакансии и их комплексы неподвижны - создавалась разбалансировачность потоков дефектов межузельной и вакансионной природы.

Плотность пучка ионов Не, имплантируемых в вакууме ^10"* Па, не рревыаала I мкА"см2, ито практически исключало радиационный нагрев образцов. Структурные исследования проводились описанными ранее методами прецизионной рентгеновской дифрактометрии и просвечивающей электронной микроскопии (тонкие пленки).

Кроме того, накопление точечных дефектов в пленках изучалось in situ измерением электросопротивления по стандартной четырехточечной схеме. При оценке прироста ДР удельного электросопротивления р толстых пленок, вызванного накоплением точечных дефектов за пределами слоя Xf, учитывалось неоднородное распределение радиационных дефектов, гелия и кислорода по толщине. Преполагалось, что пленка может быть представлена в виде трехслойного параллельного соединения проводников с различными р.

Первый - поверхностный слой толщиной Xj= Х100 нм содержал радиационные дефекты и гелий. Второй слой - слой "дальнодействия" Х^толщиной Xi-Xd-H-Xi-X» о диффундировавшими из слоя Xf радиационными дефектами. Третий слой располагался у границы раздела пленка-подложка и имел толщину Xj»I50 нм . Концентрация межузельных атомов С м д за пределами слоя Xf, по нашим представлениям, обусловившая эффект дальнодействия, оценивалась по изменению удельного сопротивления йр 2 второго слоя

–  –  –

где Лр п - вызванный облучением прирост удельного сопротивления тонких пленок толщиной H«Xi«Xf. Первое из равенств справедливо, поскольку удельное сопротивление толстых пленок слабо изменяется с толщиной. Второе справедливо, если вклады в удельное сопротивление от радиационных дефектов и гелия, с одной стороны, и кислорода - с другой - аддитивны. Третье равенство предполагает, что изменение удельного сопротивления насыщенных кислородом слоев под действием облучения незначительно. Перечисленные предположения позволяют использовать лишь экспериментальные данные и избежать сложных расчетов, требующих учета распределения кислорода и радиационных дефектов по глубине и их взаимного влияния.

Наряду с in situ измерением прироста удельного сопротивления для образцов, облученных при Ti=I00 К, регистрировались спектры отжига.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУ1ДЕНИЕ

Рассмотрим сначала влияние энергии и дозы облучения на структурные изменения, протекающие при облучении тонких пленок, полученные с помощью дифракционных методов (рис.1) и по изменению электросопротивления (рис.2-5). Если облучение проводится при комнатной температуре, наблюдаемые немонотонные изменения относительной ширины рефлексов и рост периода решетки С следует соответственно связать со взаимодействием точечных дефектов с дислокациями и формированием дислокационных петель (ДП) внедрения. Последние выявляются на электронно-микроскопических снимках при дозах облучения ^ I - 1 0 " ион/см2 в виде черных точек размером ^5 нм. Верхний предел концентрации С м д п собственных межузельчых атомов (СМА), формирующих ДП, можно оценить, если приписать все увеличение периода решетки С формированию ДП внедрения, что эквивалентно выполнению соотнсшения С м я п =дС/С. Тогда при дозе0 облучения -v-ЫО" ион/см2, когда период С увеличивался наиболее быстро, С М Л п 3 * 1 " * - Расчетное же количество числа смещений на атом существенно больше ^ б " Ю " 2. Отсюда следует, что в формировании ДП внедрения участвует лишь 0,5% из сформировавших СМА. По разности удельных электросопротивлений тонких пленок при Т = Ю 0 К (см. рис.2, кривая I) и Т=293 (см.рис.З, кривая 4) можно оценить прирост удельного сопротивления (приняв д р м ~ Д Р А), обусловленный нерекомбинировавшими с вакансиями СМА, и по л р м с учетом XI) концентрацию СМА С м (см. рис.4, большие треугольные значки). Кроме того, можно вычислить и концентрацию межузельных атомов, осевших на дислокациях:

–  –  –

Рис.3. Величина прироста удельного электросопротивления АР В зависимости от дозы Д, толщины Н и энергии облучения Е при Тг=293 К: 3 - Н=720 им, Е= =5 кэВ; 4 - Н=60 нм, Е=5 кэВ; 6 - Н= =380 нм, Е«2 кэВ –  –  –

При этом предполагается, что прирост электросопротивления в тонких пленках при комнатной температуре в основном обусловлен малоподвижными гелий-вакансионными комплексами, а при 100 К - малоподвижными нерекомбинировавшими конфигурациями СМА и их комплексами с примесями. Оказывается, что при Д = 1 * Ю " ион/смг С м й 5*10" 3, в то время как С М д П *3*10"*, т.е. в соответствии с (4) подавляющая часть СМА оседает на дислокациях. Оседая на дислокациях, СМА вызывают их переползание, приводящее к изменению плотности дислокаций. При малых дозах облучения плотность дислокаций уменьшается, что проявляется в снижении ширины рефлексов (см. рис.1, кривая 3). При Д1*10" ширина начинает возрастать, очевидно, вследствие увеличения размера и концентрации петель внедрения. Петли внедрения формируются не только в базисных, но и наклонных плоскостях, в результате чего период решетки а в неотделенной от подложки пленки уменьшается (см. рис.1, кривая 2). Заканчивая обсуждение результатов для тонких пленок, сопоставляем концентрацию нерекомбинировавших с вакансиями СМА (см. рис.4, большие треугольные значки) с рассчитанной по теории ЛИШ (42 СМА/ион) и TRN-стандарту (20 1 СМА/ион). Как следует из такого сопоставления, с ростом дозы облучения 5"Ю *...1*10" см* относительная доля нерекомбинировавших СМА снижается от 3...6 до 1...2%. Это, несомненно, связано с усилением рекомбинации СМА и малоподвижных вакансий.

Для изучения особенностей выноса дефектов за пределы слоя их формирования рассмотрим теперь более подробно результаты исследования влияния облучения на структуру толстых пленок с Н^ЗХ f. Дозовые зависимости относительного изменения периода решетки С и ширины рентгеновских рефлексов В имеют вид кривых с насыщением, свойственный тонким пленкам, лишь для достаточно высоких энергий облучения Е^15 кэВ (рис.6, кривые 4,5), когда H=3Xf. При снижении энергии ионов до I...5 кэВ, а следовательно, увеличении отношения H/Xf 5 вид зависимостей качественно изменяется. При небольших дозах облучения ^5*10" см"2 на кривых дС/С и дВ/В появляются минимумы. По мере снижения Е минимумы проявляются все более четко. Уменьшение ширины рефлексов указывает на снижение плотности дислокаций, вызванное протеканием радиационно-стимулированного отжига. В тонких пленках такой отжиг выражен в меньшей степени, по-видимому, вследствие блокирующего влияния гелия, проникающего на всю толщину.

Уменьшение периода решетки может быть вызвано как радиационно-стимулированным формированием ДП вычитания, так и радиационным отжигом увеличивающих период решетки дефектов конденсационной природы. Кроме того, под действием облучения может происходить перераспределение примесей, в частности, кислорода. Поскольку рассчитанное изменение удельного электросопротивления в слое Х г тоже несколько уменьшается (см. рис.4, кривая 3), то предпочтение следует отдать процессам радиационно-стимулированного отжига точечных дефектов и перераспределения кислорода. Однако концентрация кислорода не превышает предела растворимости и его более равномерное распределение по глубине может вызвать линь рост сопротивления центральной части образца. Отсюда следует, что на начальных стадиях ниэкоэнергетического облучения протекают радиационно-стимулированные процессы отжига точечных дефектов конденсационной природы. Перечисленные процессы (при уменьшении периода решетки) вероятнее всего связаны с миграцией вакансий или бивакансий вглубь образца. 2 Эффекты снижения периода решетки и ширины рефлексов!

максимальны (йС/С=-2,4 10" 0% и 2дВ/В= -15%) при определенной достаточно высокой плотности дислокаций Р д М О см", невысокой концентрации кислорода Кд^0,5 ат.% и энергии Е=4 кэВ. Предполагается, что при этом создаются оптимальные условия для поглощения СМА и создания нескомпенсированного потока вакансий вглубь образца, вызывающих наблюдаемые эффекты радиационного отжига исходных дислокаций и точечных дефектов. Причем СМА поглощаются не только дислокациями, но и поверхностью пленки. Последнее наиболее вероятно лишь при сравнительно невысокой энергии ионов, когда глубина проникновения мала.

С ростом дозы облучения Д5*10" см" низкоэнергетическими ионами (Е=1...

5 кэВ) толстых пленок (H/Xf5) величины ДВ/В и ДС/С возрастают (см. рис.6, кривые I, 2, 3), з то время как для больших энергий облучения (H/Xf^3) соответствующие зависимости выходят на насыщение. Очевидно, в последнем случае завершается формирование стабильной структуры радиационных дефектов, сопровождающееся превращением петель внедрения в дислокационные сплетения.

Для более детального понимания процессов накопления дефектов вне слоя их формирования следует сопоставить особенности изменения удельного сопротивления и концентрации дефектов для тонких и толстых (см. рис.4, большие и малые треугольные значки соответственно) пленок в зависимости от дозы облучения при 100 К. Видно, что для тонких пленок и слоя Хг путем десятикратного изменения масштабов обе зависимости практически совмещаются.

Таким образом, закономерности накопления дефектов в тонком слое проективных пробегов и вне его одинаковы. Это подтверждает высказанные предположения о диффузионном характере выноса дефектов. Интересно также сравнить интегральные количества выносимых и формирующихся дефектов С М * Х 2 и С М *Н, где Н толщина тонких пленок. Для более толстой (Н=720 нм, кривая 5) и менее толстой (Н=600 нм, кривая 2) - эти величины я 0,5 (С М *Н). Совпадение величин С М * Х 2 для толстых пленок разной толщины согласуется с представлениями о диффузионном характере выноса межузельных атомов. Соиямеримость величин С М Н и См*Хг означает, что количество накопившихся межузельных атомов в слое проективных пробегов и за его пределами сопоставимо. В пользу идентичности дефектов, сохраняющихся в слое их формирования и накапливающихся за его пределами, говорит и подобие спектров их отжига при отогреве образцов (см. рис.5.). Первый низкотемпературный максимум на этих спектрах связан с отжигом межузельных атомов и их комплексов с примесями, а второй, очевидно, имеет вакансионную природу.

При изучении спектров отжига остается невыясненным, почему температура, соответствующая отжигу межузельных атомов 133.

163 К, существенно выше температуры облучения 100 К, обеспечивающей миграцию межузельных атомов. Очевидно, что при облучении подвижность СМА выше, чем при отжиге иэ-эа эффекта радиационной тряски. Интересно также, почему межузельные атомы могут мигрировать на глубину ^ 1 мкм при достаточно высокой плотности дислокаций Р„^1010 СМ" 2, ограничивающих диффузионную длину Lj величиной Ь1$(рд)"^"х" 100 нм. По-видимому, р ффуу уj д у при низких т е у х температурах из-за наличия энергтического барь а л и я энергетического барьера для поглощения расщепленной конфигурации СМА поглощение его дислокацией затруднено.

Описанные выше экспериментальные данные позволяют считать, что для микрометровых глубин и невысоких температур облучения Т293 К эффект дальнодействия обусловлен миграцией межузельных атомов из зоны проективных пробегов в объем образцов. Относительная концентрация неаннигилировавших смещенных атомов не превышает нескольких процентов и снижается с дозой облучения из-за усиления рекомбинации СМА и вакансий в слое проективных пробегов по мере накопления последних.

Повышение температуры облучения резко изменяет ситуацию. При этом вплоть до доз облучения 5*10" см"2 и при невысоких энергиях ионов возможно интенсивное поглощение СМА поверхностью и создание избыточного потока вакансий, вызывающего радиационно-стимулированный отжиг глубинных слоев. Лишь после доз 5" I0 15 см"2 возможно накопление межузельных дефектов в объеме образцов.

Приведенные выше соображения согласуются с известным фактом о невозможности достижения положительных эффектов в упрочнении поверхности при невысоких дозах имплантации легких ионов, проводимой при комнатной температуре.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Гусева М.И. Ионная имплантация в неполупроводниковые материалы // Итоги науки и техники. Сер. Физические основы лазерной и пучковой технологии.

Т.5. М.гВИНИТИ, 1989. С.5-54.

2. Скупов В.Д., Тетельбаум Д.И., Шенгуров Г.В. Влияние протяженных дефектов в исходных кристалллах на эффект дальнодействия при ионной имплантации// Письма в 1ТФ. 1989. Т.15. Вып. 22. С.44-47.

3. Козьма А.А., Пинегин В.И., Плешивцев Н.В., Соболь 0.8. Проявление эффекта дальнодействия при облучении поверхности ионами гелия // Кристаллография.

1991. Т.36. IP3. С.785-788.

4. Макарец Н.В., Фалько Г.Л., Федорченко A.M. Распыление поверхности мишени и радиационно-стимулированная диффузия примеси // Поверхность. 1984. №5.

5. Крупкин П.Л. Механизм переноса радиационных дефектов в твердых телах // Взаимодействие атомных частиц с твердым телом. М., 1987. Т.2. С.188-190.

6. Жуков В.П., Болдин А.А. Генерация упругих волн при эволюции пиков смещения // Атомная энергия. 1987. Т.64. IP6. С.375-379.

7. Семин Ю.А., Скупов В.Д., Тетельбаум Д.И. Усиление генерируемых ионной бомбардировкой упругих волн при распространении в кристалле с кластерами дефектов // Письма в 1ТФ. 1988. Т.14. Вып. 3. С.273-276.

8. Инденбом В.Л. Внутренние напряжения, возникающие при облучении // ВАНТ.

Сер.: ФРП и РМ. 1985. Вып. 2(35). С.3-8.

9. Зубарев Е.Н., Козьма А.А., Малыхин С В., Рощенко С Т. Особенности структуры монокристаллических пленок a-Ti, конденсированных в сверхвысоком вакууме // ПФХМ. 1991. I 5. С.124-132.

10. Шалаев A.M. Свойства облученных металлов и сплавов. Киев:Наукова думка, 1985.

11. Буренков А.Ф., Комаров Ф.Ф., Кумахов М.А., Темкин М.М. Пространственные распределения энергии, выделенной в каскаде атомных столкновений в твердых телах. М.:Энергоатомиздат, 1985.

12. Иванов В.В., Чернов В.М. Влияние упругих полей дислокаций на равновесные конфигурации собственных межузельных атомов в кубических кристаллах. 4.1.2 // Атомная энергия. 1986. Т.61. Вып. 6. C422-43I.

Статья поступила в редакцию 11.03.1992.

УДК 539.2:539.12.U4

ОСЦИЛЛЯЦИЯ СКОРОСТИ ПОЛЗУЧЕСТИ В ОБЛУЧАЕМОМ КРИСТАЛЛЕ

П.А.Сеянцев (КГУ, г.Киев); В.С.Карасев, А.Ю.Тоцкий (ИЯИ АН Украины, г.Киев) Показано, что в зависимости от параметров облучения и свойств кристалла огут реализовываться различные стационарные режимы радиационной ползучести.

Йайдена область параметров iскорость генерации точечных дефектов, температура облучения), при которых стационарная радиационная ползучесть не реализуется, а наблюдается осцилляция скорости ползучести. Установлены условия, при которых амплитуда осцилляции приобретает максимальное и минимальное значение. Явление обусловлено автоколебаниями плотности дефектов (вакансий и межузельных атомов), поглощаемых дислокациями и определяющих скорость ползучести.

ВВЕДЕНИЕ Исследуются осцилляции скорости радиационной ползучести, вызванные развитием автоколебаний температуры и плотности радиационных дефектов облучаемого образца.

Возникающие в результате самоорганизации диссипативные структуры известны в физике, химии, биологии . Диссипативные структуры образуются в открытых существенно неравновесных системах, к которым относятся подвергаемые воздействию проникающей радиации кристаллы. Облучение поддерживает неравновесное состояние кристалла, вызывая взамен отрелаксировавших все новые и новые возбуждения, в том числе создавая подвижные точечные дефекты: междоузельные атомы и вакансии.

В этих условиях возможно установление автоколебаний температуры и плотности радиационных дефектов кристалла, механизм возникновения которых, изученный в 14].

следующий: в результате создания радиационных дефектов энергия кристалла повышается (на величину запасенной энергии до 600 кал/г ). При отжиге дефектов запасенная ими энергия переходит в тепло. Скорость отжига является нелинейной (экспоненциальной) функцией температуры. Поэтому малая положительная флуктуация температуры облучаемого кристалла приведет к увеличению интенсивности отжига дефектов, усилению тепловыделения и, следовательно, к дальнейшему нарастанию температуры. В определенных условиях эта нелинейная положительная обратная связь вызовет автоколебания, поскольку рост температуры ограничен уменьшением плотности дефектов, и процессы накопления дефектов и их самопроизвольного отжига будут чередоваться.

Радиационная компонента ползучести определяется потоками точечных дефектов к дислокациям, следовательно, автоколебания плотности радиационных дефектов должны приводить к осцилляции скорости ползучести. В зависимости от сдвига фаз между колебаниями плотности вакансий и межузельных ато.юв амплитуда осцилляции скорости ползучести вблизи бифуркационной кривой будет изменяться от минимального до максимального значения.

Целью настоящей работы является нахождение условий, при которых реализуются автоколебания скорости радиационной ползучести, и выяснение соотношения их минимальной и максимальной амплитуд.

ФИЗИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ

Рассмотрим кристалл, к которому приложено постоянное растягивающее напряжение о и в котором облучение производит дефекты со скоростью к. Будем считать, что нагрузка достаточно велика и основной вклад в деформацию материала вносит лимитированное переползанием скольжение дислокаций. Движение дислокаций, а следовательно, и механизм деформации в установившемся режиме описывается следующим образом: в некоторый момент времени дислокации закреплены на барьерах (примеси, дислокации леса). Затем они преодолевают эти барьеры посредством переползания, переходят в новые плоскости скольжения и скользят под действием внешнего сдвигового напряжения на расстояние L, которое зависит от мощности и расположения барьеров и величины о. Далее этот процесс повторяется.

Поскольку в процессе скольжения дислокации могут проходить в кристалле значительные расстояния, необходимо учесть поглощение точечных дефектов движущимися дислокациями. На возможность такого эффекта указано в работе [ 6 ], где наблюдалось снижение концентрации радиационных дефектов в облученном быстрыми нейтронами алюминии после пластической деформации. В работе рассмотрена возможность снижения радиационного распухания путем возбуждения высокочастотных колебаний дислокационных сегментов. Эффект объяснялся "заметанием" вакансий колеблющимися дислокациями.

Скорость поглощения вака.нсий и межуэлий движущимися дислокациями определяется выражениями а у вС у и а^6С^, где

–  –  –

ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ.

Серия:ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ПОВРЕЖДЕНИЙ 18 И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. В ы п. 1 (5 8), 2 (5 9). I - I 3 7.

взаимодействие дефекта типа o(a=i,v) с дислокацией; D e и С а - соответствующие коэффициенты диффузии и стационарные концентрации радиационных точечных дефектов;

а а - параметр эффективности захвата точечного дефекта движущейся дислокацией.

Модуль в выражении (I) поставлен из те.: соображений, что дислокации все равно, каким образом преодолевать препятствие - наращиванием или растворением экстраплоскости.

МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ

Рассмотрим плоскопараллельную кристаллическую пластинку толщиной 1, которая находится в термостате с температурой Т^ под облучением. К пластинке приложено растягивающее напряжение а. Между поверхностью пластинки и термостатом происходит теплообмен с коэффициентом теплоотдачиh. Если пластинка достаточно тонкая (lh/4xI, где х - теплопроводность материала пластинки), то ее температура Т и соответственно концентрации дефектов практически постоянны по толщине, а их временные зависимости определяются следующей системой уравнений:

–  –  –

С ЭТ - e k e i v + e i c. e i + e v c v 9 v + e i v T C i c v + 6 i a i 6C i +e v a v 6C v - 2h/l(T - T ^ ; (4) «= v/C^a. - C v a v /. (5) vZ k тZ k Z Z k а к Т 0 ы k Здесь \ = D i % i P|jB v * D v T vp k " i " v " Ф Р предпочтения для межузельных атомов и вакансий по отношению к уходу на соответствующие стоки; Р„ - плотности стоков для точечных дефектов; е - D^Z^"d, v= D V Z V ^ и т = n(Di+D v) - скорость »

рекомбинации дефектов; 8^, 9 V, 8 i v - энергии, выделяемые в единице объема, при уходе дефектов на стоки и при рекомбинации; P - плотность дислокаций с вектором "J Бюргерса, параллельным приложенной нагрузке.

Благодаря облучению существует постоянный приток энергии в кристалл. Часть этой энергии запасается в образующихся дефектах, часть идет на нагрев образца (первый член в правой части (4)), а часть передается термостату теплоотводом (последний член в правой части (4)). Параметр описывает распределение энергии облучения и показывает, во сколько раз больше энергии идет на непосредственный нагрев образца, чем на образование в нем дефектов, С - теплоемкость единицы объема пластинки.

Последние члены в правой части (2) и (3) описывают процесс захвата дефектов движущимися дислокациями.

Система уравнений (2)-(4) - нелинейная. К автоколебаниям приводит экспоненциальная зависимость Di(T), D V (T).

СКОРОСТЬ СТАЦИОНАРНОЙ РАДИАЦИОННОЙ ПОЛЗУЧЕСТИ

Стационарное значение скорости радиационной ползучести определяется уравнениями (2)-(5) при условии равенства нулю временных производных. Соответствующая система нелинейных алгебраических уравнений может иметь несколько физически допустимых решений . С изменением того или иного параметра (например, скорости создания дефектов к) стационарные значения температуры, концентрации дефектов и скорости ползучести меняются. Различные ветви стационарного решения могут пересекаться и менять характер устойчивости. Это приведет к тому, что зависимости стационарных значений плотности дефектов, а следовательно, скорости ползучести могут иметь изломы (скачки производной). Рассмотрим это явление на примере простой модели, допускающей аналитический анализ. Пусть в кристалле существуют только дислокации (a^v = B i v). Пренебрегаем "заметанием" межузельных атомов в силу малости их концентрации. Из уравнений (2)-(3) в рамках данных предположений получаем два решения:

–  –  –

Рис.I. Зависимость концентрации точечных дефектов и скорости стационарной радиационной ползучести от скорости генерации точечных д е фектов Т о Т i). Зависимость концентраций точечных дефектов и скорости радиационной ползучести от к показана на р и с. 1. Исследования этих решений на устойчивость показывают, что при кк - v^ (1 + (и en &.in en.in en устойчива первая ветвь стационарного решения: С^, c v, T,&, а вторая неустойчива. Если кк*, то наоборот, устойчива вторая, а неустойчива первая ветвь.

При к=к* первое и второе стационарные решения совпадают.

Для определения области значений параметров, при которых развиваются автоколебания, найдем стационарное решение системы (2) и (4) и исследуем его на устойчивость.

АВТОКОЛЕБАНИЯ. АНАЛИЗ РЕЗУЛЬТАТОВ

Область параметров (Tj,k), при которой стационарное решение теряет устойчивость по отношению к развитию автоколебаний, находилась численно. Анализ результатов проводился на основании параметров, характерных для железа .

Поскольку значение v определяется приложенным напряжением о и микроструктурой материала, величина его варьировалась в широких пределах.

На рис.2 приведен характерный вид области неустойчивости скорости стационарной радиационной ползучести. Вне этой области радиационная ползучесть имеет стационарное значение, а при переходе через границу области (бифуркационная кривая) наблюдаются осцилляции скорости ползучести. Поскольку сдвиг фаз между колебаниями плотности межуэельных атомов и вакансий зависит от температуры термостата и скорости генерации точечных дефектов, амплитуда осцилляции скорости ползучести будет изменяться в зависимости от того, в какой области параметров пересекается бифуркационная кривая. Отношение ее максимального значения к минимальному Ai/AaMO*. Частоты автоколебаний изменяются при этом интервале 10...

0,0001 с"1. Амплитуда и частота автоколебаний увеличиваются с ростом скорости генерации дефектов при движении вдоль бифуркационной кривой.

Однако, как показывают результаты , учет образования комплексов примесьточечный дефект приводит к увеличению периода автоколебаний плотности дефектов и температуры облучаемого кристалла до Ю " с. Поэтому в реальных, примесных кристаллах период осцилляции скорости радиационной ползучести также должен возрасти.

Рассмотрим влияние на развитие автоколебаний члена, описывающего поглощение точечных дефектов движущимися дислокациями. Анализ результатов показывает, несмотря на то, что по своему значению величина этого слагаемого в уравнениях (2)-(4) мала по сравнению, например, с рекомбинацией, его влияние на устойчивость стационарного решения существенно. Например, при v =0, т.е. в отсутствие эффекта "заметания" автоколебания скорости ползучести в железе не наблюдаются.

А при v^IO2 они могут развиваться.

–  –  –

Поскольку осцилляции скорости радиационной ползучести наблюдаются в области параметров, где основным процессом отжига точечных дефектов является рекомбинация, влияние изменения плотности дислокаций на область существования автоколебаний скорости радиационной ползучести и их частоту несущественно.

На рис.4 показана зависимость области неустойчивости от величины параметра С, характеризующего долю энергии облучения, идущую на образование точечных дефектов и на нагрев кристалла. Видно, что чем выше доля энергии, затрачиваемая на образование точечных дефектов, тем величина области больше.

1. Автоколебания плотности дефектов в кристалле под облучением приводят к осцилляциям скорости радиационной ползучести. В зависимости от сдвига фаз между колебаниями вакансий и межузельных атомов амплитуда осцилляции вблизи бифуркационной кривой может меняться в 10" раз.

2. Учет эффекта поглощения точечных дефектов движущимися дислокациями приводит:

а) к изменению области существования автоколебаний;

б) к появлению особенности на кривой зависимости скорости стационарной радиационной ползучести от скорости генерации точечных дефектов.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Николис Г., Пригожий И. Самоорганизация в неравновесных системах. М.:Мир, 1979.

2. Полак Л. С, Михайлов А.С. Самоорганизация в неравновесных физико-химических системах. М.:Наука, 1983.

3. Сугаков В.И. 0 сверхрешетках плотности дефектов в облучаемых кристаллах.

Препринт ИТФ 84-70 р. Киев:ИТФ АН УССР, 1984.

4. Селищев П.А., Сугаков В.И. Автоколебания температуры и плотности дефектов в тонких пластинках под облучением // ФТТ. 1988. Т.30. №9. C.26II-26I5.

5. Келли Б. Радиационное повреждение твердых тел. Н.:Атомиздат, 1970.

6. Demitrov С, Demitrov О. Elimination of defants ponctuels par deformation a 78 К dans l"aluminium irradie aux neutrons// Rad. Effects. 1970. Vol.2.

7. Green W.V., Veertman J. Dislocation vibration as a possible cure for high temperature voids formation in metals under fast neutron irradiation // Nature. 1973. Vol.243. P.159-160.

8. Ибрагимов UI.JD., Кирсанов В.В., Пятилетов Ю.С. Радиационные повреждения металлов и сплавов // М.:Энергоатомиздат, 1985.

9. Карасев B.C.,Влияние соотношения интенсивностей различных источников точечных дефектов в металлах и сплавах на скорость установившейся ползучести при нейтронном облучении. Радиационные эффекты в металлах и сплавах: Препринт КИЯИ 76-26. Киев:ИЯИ, 1976.

10. Зеленский В.Ф., Неклюдов И.М., Черняева Т.П. Радиационные дефекты и распухание металлов. Киев: Наукова думка, 1988.

11. Орлов А.Н., Трушин Ю.В. Энергии точечных дефектов в металлах // М.:Атомиздат, 1983.

12. Селищев П.А., Сугаков В.И. Автоколебания температуры и плотности дефектов в примесных кристаллах под облучением // Металлофизика. 1990. Т.12. IP3. С Ю.

Статья поступила в редакцию 29.05.1992.

Раздел второй

ВЛИЯНИЕ ОБЛУЧЕНИЯ НА СТРУКТУРУ И СВОЙСТВА МАТЕРИАЛОВ

УДК 548.74:539.12.04 +

ИЗМЕНЕНИЕ МИКРОСТРУКТУРЫ ПЛЕНОК N1 ПРИ ОБЛУЧЕНИИ ИОНАМИ Н Е

В.Ф.Рыбалко, И.С.Мартынов, А.Н.Морозов, С.В.Пистряк (ХФТИ, г.Харьков) Проведены исследования изменения микроструктуры Ni пленок высокой чистоты при облучении различными додами ионов Не**г энергиями iu "Л iuuhn.,.6 п„„о.,„.,„ дозами Не* с * !-* *- и. кэв. показано,.

эй го микроструктура пленок Nx слабо зависит от энергии бомбардирующих ионов не+,) существенно зависит от дозы облучения.

ВВЕДЕНИЕ В работах было показано, что вопреки установившимся представлениям ионная бомбардировка пленок никеля не вызывает изменения его кристаллографической структуры, т.е. ионно-индуцированный фазовый переход первого рода (ГЦК-ГПУ) отсутствует. В то же время в отмечалось, что ионная бомбардировка существенно влияет на микроструктуру исследуемых образцов, в частности, приводит к изменению размеров зерна, возникновению газовой пористости и т.п.

В литературе имеется довольно много данных о влиянии ионной бомбардировки на микроструктуру тонких металлических пленок (см., например,[ 5,6 ]), в том числе никелевых . Однако данные различных авторов плохо согласуются или же противоречат друг другу даже по вопросу о том, растет или уменьшается размер зерна в результате облучения. Причинами таких расхождений могут быть загрязнение пленок примесями, трудности контроля температуры пленок во время облучения и т.п.

В настоящей работе приведены результаты исследования изменения микроструктуры Ni пленок высокой чистоты при облучении различными дозами ионов Н е + в хорошо контролируемых экспериментальных условиях.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

Для исследований использовали пленки Ni толщиной 100±5 нм, полученные электронно-лучевым испарением в вакууме навески Ni чистотой 99,999 вес.% и конденсацией паров на подложки NaCl. Камера напыления откачивалась криосорбционным насосом до фонового давления:1«10~5 Па. Давление в камере во время напыления не превышало (2...3)*10"* Па. Контроль толщины пленок осуществлялся весовым методом. Способ контроля чистоты пленок описан нами в [ 2].

Напыленные пленки отделялись от подложки и помещались в никелевые обоймы 0 3 мм, имеющие по центру отверстие 0 0,7 мм для ионного пучка, бомбардирующего пленку, а также отверстие 0 0,4 мм, смещенное от оси и затенявшееся во время облучения от ионного пучка, служащее для контроля исходной структуры и морфологии пленки [I].

Было приготовлено две партии поли- и монокристаллических пленок (по 50...

60 образцов в каждой). Исходные поликристаллические пленки имели изотропное распределение ориентации зерен при среднем размере зерна 30...40 нм. Монокристаллические пленки представляли собой монокристаллы с выходом на поверхность грани (100).

Контроль структуры и морфологии пленок перед облучением проводили выборочно. Из партии пленок случайным образом выбирали 10-12 пленок, которые просматривались в электронном микроскопе. Пленки, которые использовали для облучения ионным пучком, предварительному осмотру не подвергались для избежания их загрязнения углеводородами в электронном микроскопе. После облучения исходная структура пленок, как упоминалось выше, контролировалась по участку пленки, не подвергавшемуся облучению.

Облучение пленок проводили хорошо сепарированным пучком ионов Н е + на экспериментальной установке "Скиф", детально описанной в [ 8 ]. Пленим облучали в условиях безмасляного вакуума ^ 2 - Ю " 6 Па при температуре не выше 320 К. Конструкция мишенного устройства, детально описанного в , позволяла осуществлять как непрерывный контроль температуры образца, так и измерение тока пучка ионов с подавлением электронной эмиссии, а также обеспечивать однородность облучения поверхности и корректное определение дозы облучения.

Поликристаллические пленки Ni облучали ионами Н е + с энергией 20 и 100 кэВ до доз 5*10" и I-I0" ион/см 2 при каждом из указанных значений энергии. Ионами с энергией 20 кэВ облучали одиночные пленки, а в случае энергии ионов 100 кэВ сэндвичи по 6 пленок в каждом (см. [ I]). Суммарная толщина никелевых пленок в таком сэндвиче соответствует максимальному проективному пробегу ионов Н е + с энергией 100 кэВ в Ni .

ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ.

Серия:ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ПОВРЕЖДЕНИЙ И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. 1Ш2. Вып. 1(58), 2(59). 1-137. 23 + Монокристаллические 2 пленки Ni облучали ионами Не с энергией 20 кэВ до доз 5«10" и I-I0" ион/см.

Электронно-микроскопические и электронографические исследования пленок были выполнены на электронном микроскопе ЭВМ-ЮОЛ с рабочим напряжением 100 В.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Поликристаллические пленки На рис.1 представлены электронограммы и морфология в светлопольном и темнопольном изображении исходной поликристаллической пленки Ni и 2 пленок, облученных ионами Н е с энергией 20 кэВ до доз 5*10" и I*10" ион/см соответственно.

Из рисунка видно, что облучение приводит к дроблению зерна, причем с увеличением дозы это дробление усиливается. Соответственно усиливается размытие линий электронограмм от облученных плевок.

Рис.1. Электроиограмма, светлопольное и темнопольное электронно-микроскопическое изображение исходной поликристаллической пленки никеля (а) и г апенок, облученных ионами Не + с энергией 20 кэВ до доз 5*10" (б) и 1*10" ион/см (в) На рис.2 приведены гистограммы распределения зерен (кристаллитов) по размеру в вышеупомянутых пленках. В исходной пленке имеется широкий пик в распределении с максимумом вблизи размеров зерна 30...40 нм. Это распределение имеет сильно затянутый хвост в область больших размеров (имеются зерна размером до 600 нм). В результате облучения пленок до дозы 5 10" ион/см7- максимальный размер зерен снижается о т ^ 600 до 200 нм. а максимум распределения смещается в область размеров кристаллитов ^15...20 нм. Увеличение дозы до I*10" ион/смг приводит к дальнейшему дроблению кристаллитов, в результате которого их средний размер уменьшается до 10...15 нм, а максимальный размер не превышает 30 нм.

X Рис.5. Микрофотография блистера (а) на поверхности поликристаллической пленки Ni после облучения ионами Не + - 20 кэВ до дозы 1-10"ион/см2 и электронограмма (б) от крыши блистера Рис.6. Гистограммы распределения по размеру кристаллов в поликристаллических никелевых пленках, облученных в пакетах по весть пленок + 2 ионами Не с энергией 100 кэВ: доза облучения 5*10" ион/см (а), М О " ион/см* (б) При дозе облучения 1*10" ион/см 2 в поликристаллических пленках Ni наблюдается высокая концентрация гелиевых пор со средним диаметром 25 нм (рис.3).

Наличие этих пор и других радиационных дефектов создает в решетке матрицы напряжения, превышающие предел прочности никеля, релаксация которых приводит к появлению в пленке сквозных трещин (рис.4). Кроме того, на отдельных участках пленки наблюдается радиационный гелиевый блистеринг. Микрофотография одного из блистеров представлена на рис.5,а. Микродифракционная картина, полученная от крышки блистера (см. рис.5,б), свидетельствует о том, что в данном случае крышка остается поликристаллической, в отличие от блистеров на поликристалле алюминия, где крышки приобретали монокристаллическую структуру .

Облучение пакетов поликристаллических пленок Ni (сэндвичей из 6 пленок) ионами Не + с энергией 100 кэВ приводит к изменениям качественно подобным тем, которые наблюдались при облучении ионами Не + - 20 кэВ.

Гистограммы распределения кристаллитов по размерам в пленках никеля, расположенных на различных глубинах в пакете, облученном ионами Не + - 100 кэВ до дозы 5*10" ион/см, представлены на рис.6,а. На рис.6,б приведены аналогичные гистограммы для дозы облучения I 10" ион/см. Из рисунков видно, что как и в случае облучения ионами Н е + - 20 кэВ, облучение ионами Н е + - 100 кэВ приводит к уменьшению размеров зерна, которое усиливается с ростом дозы облучения.

Наиболее отчетливо этот эффект проявляется на глубинах, + соответствующих среднему проективному пробегу ионов (Rp=0,3 мкм для ионов Н е - 100 кэВ в Ni [ 9]), т.е. в области 3-й и 4-й пленок пакета, если считать от облучаемой поверхности.

Вблизи этой глубины находится максимум распределения радиационных повреждений и максимум профиля залегания имплантированного гелия. Учитывая почти симметричный характер этих профилей, можно было бы ожидать примерно одинаковой степени повреждения 3-й и 4-й пленок в облучаемых пакетах. Тем не менее, из рис.6 видно, что сильнее повреждается (имеет более мелкое зерно) третья пленка пакета. Это объясняется, во-первых, тем, что максимум распределения профиля радиационных повреждений несколько сдвинут в сторону меньших глубин от значения R p, во-вторых, на глубинах больших к р снижается интенсивность потока ионов, внедряющихся в решетку. Видно также (см. рис.6), что при дозе I» 10" ион/см 2 в третьей пленке распределение кристаллитов по размерам практически та:сое же, как в случае облучения поликристаллических пленок ионами Н е + п энергией 20 кэВ до той же дозы облучения.

Помимо дробления кристаллитов бомбардировка ионами Н е +, создавая структурные радиационные дефекты в решетке никеля и приводя к накоплению гелий-вакансионных кластеров и гелиевых пор, вызывает изменение параметра решетки никеля.

Это изменение регистрируется при сравнении электронограмм облученных пленок с электронограммой эталона, в качестве которого использовался ТаС1 . Наибольшее изменение параметра решетки в 2 пакете пленок, облученном ионами Н е + с энергией 100 кэВ до дозы I 10х* ион/см, наблюдается на глубинах 0,2...0,4 мкм (3 и 4 пленки пакета). Здесь параметр решетки уменьшается от 0,3524 до 0,3522 нм. Этот результат хорошо согласуется с данными работ .

Монокристаллические пленки Облучение монокристаллических пленок никеля ионами гелия приводит к таким же по характеру изменениям микроструктуры образцов, как и в случав поликристаллических пленок.

" " " -, - " " б Рис.7. Электронограмма (а) и микрофотография (б) исходной монокристаллической пленки (100) Ni На рис.7 показана электронограмма и микрофотография исходной монокристаллической пленки (100)Ni. Пленка имеет достаточно совершенную кристаллическую структуру, плотность дислокаций + составляет 10 J... 10* см" 2.

После облучения ионами Не (Е=20 кэВ) до дозы 5 # 10" ион/см2 в пленке (100) Ni возникает гелиевая пористость высокой плотности (рис.8). При этом электронограмма от пленки мало отличается от исходной, что свидетельствует о сохранении монокристалличности образца. На рис.9 приведена гистограмма распределения по размерам газовых пор, возникающих в результате ионной имплантации гелия.

При облучзнии пленок (100) Ni до дозы I I0" ион/см2 микроструктура образца претерпевает более сильные изменения, чем в предыдущем случае. Электронограмма при этой дозе (рис.10,а) свидетельствует о том, что монокристалл разбивается на блоки. Степень их разориентации относительно исходного направления 100, определяемая по радиальному углу размытия рефлексов, составляет ±3...5°.

Микрофотография пленки на просвет (см. рис.10,6) показывает, что помимо гелиевых пор в объеме пленки при дозе I 10 ион/см2 на ее поверхности возникают блистеры, это хорошо согласуется с данными работ С13-15]. Гистограммы распределения по размерам гелиевых пор и блистеров, возникающих в пленке (100) Ni в ион/сма, результате облучения до дозы I - 1 0 " показаны на рис.II.

–  –  –

Рис.10. Электронограмма (а) и микрофотография (б) монокристаллической пленки (100)Ni, облученной ионами Не+ - 20 кэВ до дозы 1"101"ион/смг нки Рис.II. Гистограмма распределения по размерам (диаметрам) гелиевых пор и блистеров в пленке (IOO)Ni, облученной ионами Не+ - 100 кэВ до дозы 1 J 0 " ион/см2 Гелиевые поры в Ni образуют отчетливо выраженную сверхрешетку. Об этом свидетельствуют рефлексы в электронограмме вблизи оси электронного луча (см. рис.10,а).

Отметим, что в данном случае сверхрешетка гелиевых пор наблюдается при дозах вблизи критической дозы блистерообразования.

1. Облучение пленок Ni ионами Не + при температурах, близких к комнатной, приводит к уменьшению размеров зерна (кристаллитов) в случае поликристаллических пленок и к дроблению на блоки монокристаллических пленок. Причем степень разориентации блоков при дозе 1«10" ион/см2 достигает ±3...5°.

2. Дробление исходных элементов структуры в результате облучения слабо зависит от энергии бомбардирующих ионов Не* в пределах энергии 20...100 кэВ, но существенно зависит от дозы облучения.

3. Облучение ионами Не + приводит к изменению параметра решетки Ni. Этот эффект очень слабый и зависит от дозы облучения.

4. Имплантация ионов Не + в Ni приводит к возникновению гелиевой пористости в объеме матрицы, а при дозе I-10lS ион/см2 - к возникновению блистеров на поверхности пленок. Последний эффект более отчетливо выражен для монокристаллических пленок.

5. При дозах облучения ~1«10 ион/смг в монокристаллических пленках гелиевые поры образуют в матрице сверхрешетку пор.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1983. Вып.2(25). C.I0I-I04.

2. Zelenskij V.F., Neklydov I.M., Martynov I.S. et al. // Rad. Eff. and Defects Solids. 1990. Vol.115. P.31-43.

3. Belyi I.M., Komarov F.F., Tishkov V.S., Yanovskiy V.M. // Phys. Stat. Sol. (a).

1978. Vol.45. P.343-352.

4. Bykov V.N., Troyan V.A., Zdorovtseva G.G., Khajmovich V.S. // Phys. Stat. Sol.

(a). 1975. Vol.32. P.53.

5. Гусев В.А., Мартынов И. С, Серюгин А.Л. // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ. 1976. Вып.КЗ).

С 29-32 г г г

6. Hasegawa Y., Fujimoto Y., Okuyama F. // Surf. Sci. 1985. Vol.163. P.L781-L787.

7. Joyce C. Liu, Mayer J.W. // Nucl. Instrum. Meth. Phys. Res. 1987. Vol.B19/20.

8. Ружицкий В.В., Грибанов Ю.А., Рыбалко В.Ф. и др. // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ. 1989.

Вып.4(51). С.84-89.

9. Буренков А.Ф., Комаров Ф.Ф., Кумахов М.А., Темкин М.М. Таблицы параметров пространственного распределения ионно-имплантированных примесей. Минск: Иэд-во БГУ, 1980.

10. Зеленский В.Ф., Неклюдов И.М., Рыбалко В.Ф. и др. // Атомная энергия. 1981.

Т.50. Вып.5. С.215.

11. Ванштейн Б.К. Структурная электронография. М.:Изд-во АН СССР, 1956.

12. Хмелевская B.C., Быков В.Н., Здоровцева Г.Г. и др. // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ.

1983. Вып.5(28). С.22-26.

13. Dubinko V.I., Slezov V.V., Tur A.V., Yanovsky V.V. // Rad. Eff. 1986. Vol.100.

14. Дубинко В.И., Слеэов В.В., Тур А.В., Яновский В.В. // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ.

1985. Вып.1(34). С.14-19.

15. Калин Б.А., Коршунов С.Н., Чернов И.И. // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ. 1987. Вып.4(42).

Статья поступила в редакцию J 1.03.1992.

УДК ::21.315:537+539.04:535

ИЗМЕНЕНИЕ ОПТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ МОНОКРИСТАЛЛОВ АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ

ПОД ВЛИЯНИЕМ ОБЛУЧЕНИЯ

Э.П.1евякова, Е.П.Березняк, Л.П.Рекова, А.В.Рыбка, В.А.Кдюкович (Х#ТИ, г.Харьков) Методами инфракрасной спектроскопии исследовано влияние на ИК-спектры поглощения 22монокристаллов арсенида галлия облучения электронами,АЩ=р МэВ, Д=э; 10...

I"lO эл./м*, при /емпературе % 100°СТ и ионами гелия (Е=40 кэВ, Д=2 10"...

2 10 ион/м, при комнатной температуре). Установлена зависимость интенсивности процессов радиационно-стимулированного разупорядочения структуры облученных образцов от степени предварительной-Обработки и дозы облучения. В процессе термодесорбции облученных монокристаллов GaAs проявляются последовательные стадии преобразования вещества с деградацией решетки и новообразованием гетеровалентных анионных групп As x 0y.

Исследованы особенности изменения ИК-спектров поглощения монокристаллов GaAs (n-типа) под действием облучения электронами (Е=6 МэВ, Д=5 10"...I- IO 20 эл./м2, + 2 при температуре ч-Ю0°С) и ионами Н е (Е=40 кэВ, Д=2«Ю"...2* 10™ ион/м, при комнатной температуре).

ИК-спектры поглощения исходных монокристаллов характеризуются двумя основными полосами в области 460...470 и 530 см"1, связанными с решеточными колебаниями связи Ga-As.

В результате облучения электронами в ИК-спектре происходят изменения, связанные с уменьшением интенсивности и сдвижкой главных максимумов в область НЧ (на 10...15 см"Л с общим понижением пропускания (до 32 против 60% в исходном образце) и сглаживанием кривых в результате разупорядочения кристаллической решетки в результате радиационно-стимулированного дефектообразования (главным образом в галлиевой подрешетке [I]).

Под действием ионного облучения (рис.1, кривая 2) в ИК-спектре GaAs происходит уменьшение основных максимумов, уширение ряда мелких пиков: 505, 468 и 455 см"1, что вызвано радиационным раэупорядочением структуры. Анализ уровня пропускания Т(%) в области 1900...4000 см"1 облученных образцов показывает сложную зависимость этого оптического параметра от вида и интенсивности предварительной обработки и дозы облучения.

Исследована термодесорбция гаэов из облученных гелием образцов GaAs. Результаты термодесорбции гелия приведены на рис.2. Видно, что выделение гелия начинает быть заметным лишь при Т»300°С, при более низких температурах гелий не выделялся из образца при данной скорости подъема температуры, равной 40°/мин. Кривая термодесорбции гелия достигает максимума при Т=500°С, при Т900°С выделение гелия не наблюдалось в пределах чувствительности детектора масс-спектрометра. Определено количество выделившегося гелия, оно равно 3 - Ю а част./см3, что соответствует 0,15 частицам на одну молекулу GaAs.

Кинетика термодесорбции гелия при температурах отжига 300, 400 и 500°С приведена на рис.3. Из рисунка видно, что наиболее длительный процесс выделения гелия наблюдался при Т=300°С.

В процессе отжига снимался масс-спектр термодесорбции газов. Кинетика термодесорбции газов (N2, O l 6, N I 4, H.) при температурах отжига 400 и 600°С приведена на рис.4. Следует отметить, что в процессе обжига образца при всех температурах не замечено каких-либо изменений пи^ов 0t и N 2 по сравнению с их фоновым значением.

В то время как для атомарных пиков N 14 и 0« наблюдалось их увеличение в 2-3 раза при всех температурах отжига (300, 400, 500°С). В процессе отжига образца при Т = = 600°С начинает быть заметной термодесорбция ионов As, которая^ растет со временем отжига. При более низких температурах термодесорбция ионов As не наблюдалась.

Исследование термодесорбции облученных гелием монокристаллов GaAs позволило установить три последовательно протекающие стадии процесса отжига, отчетливо проявляющиеся в ИК-спектрах (см. рис.1, кривые 3-5). Начальная стадия (300°С) приводит к расщеплению основных максимумов поглощения в области колебания связи Ga-As при незначительном изменении интенсивности отдельных пиков. Появление пиков средней интенсивности в области: 750, 650 и 615 см"" вызвано новообразованием гетеровалентных анисшных комплексов Asx0y . Вторая стадия (400°С) сопровождается дальнейшей перестройкой структуры и разрывом связей в решетке. Происходит существенное изменение ИК-спектра. На основной полосе поглощения исчезают 1 пики: 530, 500, 468 и 455 см"", а главный максимум сдвигается в ВЧ-область (на 5 см") до 540 см"1. Максимумы, связанные с анионными группами на основе As", увеличивают свою интенсивность.

Третья стадия отжига (500°С) приводит к полной деградации исходной структуры вещества. В ИК-спектре появляется широкая диффузная полоса средней интенсивности со сглаженным максимумом 545 см"1и рядом дискретных пиков в области 820...750 см"1, связанных с анионными группами As О.

ху пощад АТОМНОЙ НАУКИ и ТЕХНИКИ.

Серия:ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ШМЯ"ЩЕНИЙ И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. 1 Ш 2. Вып. 1(58), 2(59). 1-137.

800 700 600 500 400 v, см" РисД. ИК-спектры поглощения монокристаллов GaAs: I м- исходный образец; 2 - после облучения ионами Не + (Д=2*10 ион/м г);

3 - тот же образец после отжига при 300°С; 4 - после отжига при 400°С; 5 - после отжига при 500°С

О, отн.ед.

(8 Рис.3. Кинетика термодесорбции гелия из GaAs, облученного ионами гелия до дозы 2» 10" ион/м2 в процессе отжига образца при различных температурах: о - Т ОТЯ =300°С; х - Т ОТЖ =400°С; д - Т О Т Ж =500°С

–  –  –

Полученные результаты хорошо коррелируют с данными рентгеноструктурного анализа и позволяют считать метод ИК-спектроскопии надежным критерием степени структурных и фазовых преобразований GaAs при различных видах радиационного воздействия.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Спицын В.И., Рябов А.И., Стельиех Н.С. и др. Влияние радиации на оптические свойства высокоомных монокристаллов Ge, GaAs и InSe // Изв. АН СССР. Сер.:Неорг.

мат. 1977. Т.13. IP2. С.27-29.

2. Смирнова Р.И., Климин А.И. 0 химических процессах, происходящих при термической очистке поверхности арсенида галлия в вакууме // Поверхность. 1984. IP9. С.64-68.

3. Кузнецов Г.Н., Барсуков А.Д., Кандыба Г.И. и др. Изменение параметров и электрофизических свойств арсенида галлия после термической обработки // Известия вузов.

Сер.: Физика. 1969. IP5. Вып. 2. С.124-128.

Статья поступила в редакцию 11,03.1992.

РАДИАЦИОННО-АКУСТИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ИЕТАЛЛОГИДРИДАХ

–  –  –

Исследуется радиационно-акустический эффект в гидриде титана при облучении импульсными потоками электронов. Показано, что помимо термоупругости вклад в регистрируемое ультразвуковое давление вносит эффект упругой релаксации решетки металлогидрида при радиационно-стимулированной десорбции водорода.

Импульсное облучение металлических мишеней пучками ионизирующего излучения приводит к возбуждению акустических колебаний, амплитуда которых а т определяется величиной параметра Грюнайзена Г мишени и плотностью диссипированных в ней потерь энергии пучка е ц [I]:

°т ж Г е и - (1) Это уравнение справедливо, когда возбуждаемое акустическое давление определяется в основном термоупругим механизмом . При определенных условиях возникающее давление может в значительной мере иметь не тепловую природу и зависеть от фазового состояния мишени и ее внутренней дефектной структуры [ 4 ], причем существенную роль при этом играют внутренние механические напряжения и деформации.

Согласно этим представлениям импульсное облучение металлогидридов также должно приводить к возбуждению акустических колебаний мишени не тепловой природы. Дело в том, что атом водорода, попадая в решетку металла, приводит к ее деформации, которая, например, для переходных металлов характеризуется изменением решеточного объема на величину порядка ЗЯ 3 [б]. Учитывая также, что радиационное воздействие на водородосодержащие металлы приводит к десорбции из них значительных количеств водорода , можно преположить, что радиационно-акустический эффект в металлогидридах будет иметь значительную величину.

Амплитуда давления возбуждаемых при десорбции ультразвуковых колебаний о пропорциональна импульсному радиационно-стимулированному изменению объема Av/V облучаемой области металлогидрида, которое, в свою очередь, связано с концентрацией водорода и максимально при значениях, близких к величине равновесного насыщения.

Таким образом, амплитуда возбуждаемого импульсным потоком ионизирующего излучения ультразвукового давления о а в металле сорбенте водорода определяется как термоупругим давлением о т, так и релаксационным давлением " г при радиационно-стимулированнпй десорбции водорода:

–  –  –

Здесь (dE/dx)i и N - удельные ионизационные потери частицы пучка и их число соответственно; г. - радиус пучка; да - изменение параметра решетки металла при сорбции-десорбции атома водорода; п^ - число десорбируемых атомов водорода; h - глубина слоя десорбции, определяемая скоростью переноса атомов водорода за время действия излучения.

Полагая для Ti: Г=2, К = 3 " Ю " Н м г; (dE/dx)i =11,2*10"" Дж« и"1 ; Да 3 =

h = I0" м и N = 10" - определяем nj, при котором о г и о т:

Р /dE\ h

Таким образом, при радиационно-стимулированной десорбции около 5*10"* л водорода, давление в результате механической релаксации решетки в области облучения сравнивается с термоупругим.

Экспериментальные измерения радиадионно-акустического эффекта в гидриде титана проводились на линейном ускорителе электронов ХФТИ. Схема эксперимента была аналогичной, описанной в [ 71. Пластина-мишень размером 25x60x3 мм с заВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ.

Ссрия:ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ПОВРЕШДЕНИЙ И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. 1992. Вып. 1(58), 2(59). 1-137. 33 20 Г

–  –  –

о \ г ъ крепленным на торце пьезоприемником облучалась коллимированным до диаметра 10 мм пучком электронов с начальной энергией 30 МэВ. Частота токовых посылок =6,3 Гц выбиралась из условия малого температурного разогрева мишени, дТ$ I К. Длительность токового импульса составляла 8*10-* с.

В эксперименте измерялась зависимость амплитуды электрического напряжения U, регистрируемого с пьезоприемника и пропорционального акустическому давлению о^, от величины среднего тока пучка J для мишеней из чистого Ti и содержащего TiHj. Из приведенных на рисунке зависимостей видно, что превышение 1Но а для мишеней, содержащих TiH, составляло около 1,6 раза.

Следует заметить, что выделение тепловой энергии вследствие радиационного разложения и фазовых превращений в облучаемых металлогидридах может давать свой вклад в о а через увеличение о т. Однако проведенные оценки показывают, что наиболее вероятным механизмом, ответственным за превышение регистрируемого акустического давления, является механизм упругой релаксации решетки металлогидрида при радиационно-стимулированной десорбции водорода.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Залюбовский И.И., Калиниченко А.И., Лаэурик В.Т. Введение в радиационную акустику. Харьков: Вица школа, 1986.

2. Воловик В.Д., Лазурик В.Т. Акустический эффект пучков заряженных частиц в металлах // ФТТ. 1973. Т.15. С.2305-2307.

3. А.с. I 56I484 СССР, MKH 3 G 01 t I/I6. Способ контроля фазовых превращений P в металлах и сплавах / В.Д.Воловик, С.И.Иванов/УОткрытия. Изобретения. 1978.

4. Воловик В.Д., Иванов С И., Стервоедов Н.Г. Дозовая модификация радиационностимулированной акустической эмиссии // Тезисы I Всесоюзной конференции по модификации свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц. Томск, 1988. 4.II. С.158-160.

5. Алефельд Г., Фелькль И. Водород в металлах. T.I. М.:Мир, 1984.

6. Авилов A.M., Боршковский И.А., Воловик В.Д., Иванов С И. // УФ1. 1989.

Т.34. С.892-895.

7. Воловик В.Д.. Иванов С И. // ПТЭ. 1975. И?5. С.29-33.

Статья поступила в редакцию 11.03.1992.

УДК 539.12.04

РАСПЫЛЕНИЕ И ЭРОЗИЯ ПИРОУГЛЕРОДНЫХ МАТЕРИАЛОВ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ

ДЕЙТЕРИЕВСЙ И ДЕЙТЕРИЙ+ГЬЛИЕВОЙ ПЛАЗИОЙ

Р.Г".Ханбекпв, О.С.Виргильев, В.#.Рыбалко, А.Н.Мирахмедов (ИЯФ, г.Алма-Ата; НИИграфит, г.Москва; ХФТИ, г.Харьков) Показано влияние исходной структуры и предварительного облучения нейтронами пкроуглерода на распыление при стационарном и импульсном облучении ионами деитериевои и деитерии+гелиевой плазмой.

Повреждение и распыление поверхности конструкционных материалов наблюдаются практически при всех видах облучения. Однако эффект распычения материалов наиболее значителен при плазменном облучении ионами различных элементов. На основании имеющихся данных предложены модели и механизмы распыления материалов.

Однако экспериментальные данные последних лет указывают на большие величины коэффициентов распыления (S M O *... I0 2 и выше), что противоречит существующим моделям. В этой свяои для объяснения столь высоких S необходимы дополнительные эксперименты.

В настоящей работе приводятся экспериментальные данные по распылению пироуглеродных материалов с различной исходной структурой и степенью графитизации. Структурное состояние пироуглерода изменялось также путем введения радиационных дефектов при облучении нейтронами. Для распыления углеграфитовых материалов применялась стационарная и импульсная дейтериевая и дейтерий+гелиевая плазма. ь ежимы облучения на использованных плазменных установках подбирались таким образом, чтобы смоделировать условия пристеночной плазмы в термоядерном реакторе, а также срыв термоядерной плазмы на поверхность матералов наиболее напряженных узлов.

Для облучения стационарной дейтериевой плазмой была использована устаноька "Дракон" (ХФТИ, г.Харьков). Схема, параметры и результаты аттестации режимов облучения подробно изложены в работах . Исследуемые образцы размещались в камере установки i:a двух катодах, находящихся под одинаковым потенциалом, а корпус вакуумной камеры служил анодом. Катушками создавалось магнитное поле, параллельное разрядному столбу. Средняя энергия ионов плазмы составляла 800 эВ, токи пучка 7,2 мА, а плотность тока 0,4 мА-см"2. Напряжение на катодах составляло I кВ. Рабочее давление в разряде изменялось в интервале 3...5 мм рт.ст.

Температура на образцах при облучении не превышала Ю 0 ° С.

Для имитации нестационарных условий термоядерной плазмы использовалась дейтериевая и дейтерий+гелиевая плазма с содержанием 50ЗД! + 50% Н е + с использованием ускорителя "Просвет" (ХФТИ, г.Харьков) [ 3 ] с о следующими параметрами пучка:

Энергия ионов в максимуме распределения 2...3 кэВ 2 1,5"Дж-см" » имп-1 Энерговыделение на образцах 5*10" част.* см"2-имп:1 Плотность частиц в плазменном сгустке Количество импульсов 50 Временная продолжительность сгустка 2«I0**c 2,5*10" част.* см"2 Суммарная доза облучения Суммарный коэффициент распыления подсчитывался по формуле A Am S=, МД где А - число Лвогадро; лт - убыль массы в граммах; М - атомная масса мишени;

Д - суммарное количество ионов.

Для изучения процессов реэмиссии дейтерия с поверхности пироуглерода использовалась установка "Скиф" (ХФТК, г.Харьков) . Облучение проводилось при комнатной температуре моноэнергетическим сепарированным пучком ионов дейтерия с энергией 25 кэВ. Плотность тока пучка составляла 30...40 мкА"см"2, рабочее давление в камере 2-Ю" 5 Па.

На рис.1,а призедены данные по коэффициенту распыления пироуглеродных материалов, полученных осаждением метана из газовой фазы на подложку и подвергнутых термическому отжигу при 2450, 2600°С и термическому отжигу при 2800°С.

Облучение проводилось дейтериевой стационарной плазмой (Е и о н =800 эВ) до флюенсов 4*20*° см"2. Из результатов видно, что коэффициент распыления зависит от температуры обработки. Как известно, при температурах обработки до 2800°С пироуглерод с низкой степенью графитизецм переходит в пирографит с высокой степенью графитиэации, бли?кой к структуре монокрисгаллического графита. Пдочем максимум коэффициента распыления приходится на образец, подвергнутый термическому отжигу при 2600"С. Минимальная же величина коэффициента распыления у

ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ.

Серия:ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ПОВРЕЖДЕНИЯ И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. 1992. Выг. 1(58), 2(59). 1-137. 35 200.2400 2600 2800 TX 5-l6" MO4

–  –  –

Рис.1. Зависимость коэффициента распыления пироуглерода от температуры термообработки: стационарное дейтериевое плазменное облучение (а); импульсное дейтерий+гелиевое плазменное облучение (б) образцов, полученных при 2Ю0°С. Рис.1 показывает, что зависимость коэффициента распыления при стационарном облучении ионами дейтерия является нелинейной.

Минимальное и максимальное значения S отличаются почти в два раза.

На рис.1,6 приведена кривая изменения коэффициента распыления тех же пироуглеродных материалов, только облучение уже проводилось дейтерий+гелиевой импульсной плазмой. При импульсном (Д|+Не +) плазменном облучении зависимость от температуры предварительной обработки иная. Минимум коэффициента распыления приходится на образцы с температурой обработки 2450°С, максимальная же величина S = =19,2 ат."ион"1 наблюдается у образцов пирографита, обработанных при Т о 6 р= 2800°С. Самое существенное различие результатов, полученных при облучении стационарной и импульсной плазмой, - это большое различие в коэффициентах распыления, которое составляет два порядка.

Из описанного эксперимента следует, что на коэффициент распыления пироуглеродных материалов оказывают влияние как параметры и состав пучка плазмы, так и структурное состояние милени.

Различие коэффициента распыления пироуглерода, характер изменения кривой S (T Q 6) при различных режимах облучения, а также большие величины S= D = 19,6 ат."ион"1 при импульсном облучении указывают на то, что для каждого режима облучения распыление пироуглерода происходит по различным механизмам.

Каскадная теория Зигмунда описывает распыление при малых величинах коэффициентов распыления (в нашем случае при S ^ IQ-"..ЛО"1 ат.* ион-1}. Когда S превышает I...10 ат.-ион^эта теория не справедлива. Резкое увеличение коэффициента 2 распыления, по-видимому, связано с большим энерговыделением (15 Дж"см") и импульсным режимом облучения. Это значительно изменяет величину энергии связи атомов мишени,и, вероятно, распыление происходит не только за счет отрыва один IX атомов, но и их комплексов. Кроме того, значительные локальные эн" говынеления создают как градиенты температур, так и градиенты напряжений, к. орые намного больше, чем соответствующие градиенты при стационарном облучении. Последний фактор, который может значительно изменить коэффициент распыления, - это сложный состав пучка ионов. Имеется ряд работ 16,7], где рассматривается и изучается влияние на распыление одновременного облучения различными ионами. Так в С73 получен эффект синергизма, когда коэффициент распыления резко возрастал (на порядок) при облучении одновременно ионами водорода и электронами.

Таким образом, для дальнейшего выявления механизма распыления пироуглеродных материалов при плазменном облучении необходимо провести эксперимент с однокомпонентным импульсным облучением. Были взяты такие же образцы, в импульсном режиме облучения использовалась дейтериевая плазма.

На рис.2 представлены результаты измерения коэффициента распыления при импульсном дейтериевом облучении. Видно, что S(T0(jp) имеет как и ранее нелинейную зависимость. Максимальный коэффициент распыления 60 ат./ион у пироуглерода (Т О С =2100°С). Далее с увеличением температуры термообработки величина s резко падает до 20...10 ат./ион, минимальный коэффициент распыления ^12 ат./ион у пирографита (Т 0 п=2800 0 С), эта величина ниже полученной при (Д+Не +) импульсном облучении. В случае же образцов пироуглерода (Т О С =2100°С) коэффициент распыления при однокомпонентном облучении возрастает почти в 5 раз.

А на образцах, термически отожженных при 2450°С и затем облученных однокомпонентной дейтериевой плазмой, коэффициент распыления уменьшается с S =60 до S = 22 ат./ион.

–  –  –

–  –  –

т:с лучения нейтронами до 70...800°С Рис.5. Относительное количество внедренного в пироугле- относительное количество внедрод дейтерия при различных температурах предваритель- ренного дейтерия достигает знаного облучения нейтронами г г г- чении, соответствующих наблюдаемым при температуре нейтронного облучения 500°С.

Таким образом, в настоящей работе получены экспериментальные данные по распылению плазмой пироуглеродных материалов в зависимости от температуры термической и термомеханической обработки. Исследована дозная и температурная зависимость влияния предварительного облучения нейтронами на коэффициент распыления пироугчерода при плазменном облучении. Показано, что процессы распыления пироуглерода при импульсном дейтериевом и дейтерий+гелиевом плазменном облучении различаются.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Бурченко П.Я., Волков Е.Д., Рыбалко В.Ф. и др.//ФХОМ. 1987. С.46-48

2. Волков Е.Д., Грибанов Ю.А., Рыбалко В.Ф. // ВАНТ. Сер.:ФРП и РМ 1988 Выи. 1(43). С.74-77.

3. Беликов А.Г., Гончаренко В.П. и др. // Атомная энергия. 1981. Т.51. Вып.6.

4. Behrich R. Sputtering by particle bombardment ob single element solids.

Berlin, Heidelberg, New York, Springer-Verlag, 1981. P.281.

5. Мартыненко Ю.В. Проблемы взаимодействия быстрых частиц с твердыми телами, связанные с созданием термоядерных реакторов: Препринт ИАЭ-2815. М., 1977.

6. Гусева И.И., Иванов С М. и др.:С6орник докл. семинара стран СЭВ. Сухуми!

7. Blackman L.C., Sa-jnders G., I"bbelohde A.R. Proc. Roy Soc (london), klb*.

8. Losty H.H., Orchard I.S. Proc. 5th Carbon Conf. 1962. Vol.1. N4. P.519.

9. Зеленский В.Ф., Рыбалко В.Ф., Морозов А.Н. и др. Эксперименты по холодному термоядерному синтезу в Pd и ri. насыщенных дейтерием методом ионной имплантации: Препринт ХФТИ S9-6I. Харьков: ХФТИ, 1989.

38 Статья поступило в редакцию 11.03.1992.

УДК 621.785:669.618.26+621.771

ПРИМЕНЕНИЕ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЭЛЕКТРОННЫХ ПУЧКОВ

ДЛЯ РАДИАЦИОИНО-ТЕРМИЧЕСКОИ ОБРАБОТКИ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ

И.В.Франценюк, Л.И.Франценюк (НЛМК, г.Липецк); Ю.И.Гофман, С.А.Письмеиецкий, И.В.Мизик, Т.А.Коваленко, Т.f.Сухова (ХГУ, г.Харьков) Рассматриваются вопросы, связанные с прохождением релятивистских электронов через металлы, некоторые особенности радиационной технологии и характеристики технологических ускорителей. Описывается применение релятивистских электронных пучков для отжига, закалки и других видов обработки металлических материалов.

В настоящее время все более широкое распространение получают технологии, основанные на обработке материалов концентрированными потоками энергии. Одной из таких технологий является радиационно-термическая обработка (РТО) металлических материалов релятивистскими электронными пучками (РЭП) [ I ]. Большая глубина проникновения релятивистских электронов позволяет при этом нагревать материалы не с поверхности, а равномерно по всей толщине облучаемого слоя. Мощность и КПД современных технологических ускорителей достигают такой величины, что они могут конкурировать с другими концентрированными источниками энергии по производительности и экономичности. Изменяя энергию электронов, можно гибко регулировать толщину облучаемого слоя, а сканирование пучка позволяет обрабатывать большие площади. Практически важно и то, что, используя РЭП, можно проводить облучение не только в вакууме, но и на воздухе или в инертной среде, не создавая при этом остаточной радиоактивности. Высокая степень управляемости электронного пучка делают возможной автоматизацию технологического процесса.

С помощью РТО РЭП можно, в принципе, проводить следующие обработки металлических материалов:

Закалку;

Аморфизацию, легирование и перераспределение примесей.

При РТО может происходить изменение структуры, фазового, химического состава облучаемых материалов. При этом повышается прочность, пластичность, износостойкость, ударная вязкость и другие характеристики материалов.

ПРОХО1ДЕНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ ЧЕРЕЗ МЕТАЛЛЫ

Как хорошо известно, при прохождении релятивистских электронов через вещество происходит их взаимодействие с ядрами и электронами атомов . При рассеянии на ядрах, если переданная энергия превышает пороговую энергию смещения, образуются пары Френкеля: вакансии и атомы в междоузлиях, так что точечные дефекты в металле имеют повышенную по сравнению с равновесной концентрацию.

В результате рассеяния на электронах атомных оболочек происходит возбуждение и ионизация атомов.

Потери энергии при этих процессах определяют пробег налетающих электронов в материале, его нагрев при облучении и поглощенную дозу. Пробег электронов в различных материалах может быть определен из соотношения А(О,285Е - 0,137)/Z, (1) где11- практический пробег электронов, см; Z и А - заряд и атомный номер вещества; Р - плотность, г/см3; Е - энергия, МэВ.

–  –  –

ДРУГИЕ ПРИМЕНЕНИЯ РТО

Коротко остановимся на других применениях РТО для обработки металлических материалов. Так, в работе наблюдали повышение износостойкости инструментальных сталей после облучения электронами с энергией 2 МэВ до флюенса 5*10 " част./см?

Облучение приводит к уменьшению коэффициента трения и износа в несколько раз.

Среди различных по теплостойкости инструментальных сталей наибольшее увеличение износостойкости имелось у быстрорежущих сталей. Это связывается с образованием под действием облучения мелкодисперсных карбидов.

В работах проводили кратковременное облучение валковой арматуры, изготовленной из графитизированной стали. Охлаждали материал после облучения массой изделия. В результате РТО получался упрочненный слой глубиной до 3 мм.

РТО с оплавлением также приводит к упрочнению. Промышленные испытания арматуры показали увеличение их эксплуатационной стойкости в 2-5,6 раза.

В работе легировали сталь электронным облучением. На сталь 3 наносили порошок из карбидов вольфрама и бора. После оплавления электронным пучком наблюдалось упрочнение поверхностного слоя толщиной до 1,5 мм.

В литературе высказывается мнение, что массоперенос при РТО РЭП связан с неоднородным распределением температур и дефектов в облучаемых материалах, что приводит к возникновению в сплавах нескомпенсированных потоков атомов . Важным здесь может оказаться и то, что особенности тепловыделения при облучении материалов РЭП приводят к большим скоростям нагрева, а это, в свою очередь, ускоряет рекристаллизацию .

В целом, можно констатировать, что радиационно-термическая обработка металлических материалов представляется перспективной для применения в металлургической и машиностроительной промышленности.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Т. Мачурин Е.С. Радиационно-термические технологические процессы обработки металлов // ВАНТ. Сер.: Радиационная техника. 1985. Вып.3(31). С.99-103.

2. Зеленский В.Ф., Неклюдов И.М., Черняева Т.П. Радиационные дефекты и распухание металлов. Киев: Наукова думка, 1988Markus В. Range-energy relationship for a scanning beam electron linear acceleration // Phys. Med. Biol. 1986. Vol.31. N 6. P.657-661.

4. Моисеев А.А., Иванов В.И. Справочник по дозиметрии и радиационной гигиене.

И.:Энергоатомиздат, 1984.

5. Гочалиев Г.З. Технологическая дозиметрия. М.:Атомэнергоиздат, 1984.

6. Мешков И.Н. Состояние и перспективы развития радиационных технологий // Модификация структуры и свойств металлических материалов электронными пучками: Тезисы докладов к семинару-совещанию. Липецк, 1989. С.2-4.

7. Франценкж И.В., Франценюк Л.И., Гофман Ю.И. и др. О возможности применения радиационно-термической обработки в листопрокатном производстве // Тезисы докладов научно-технической конференции "Современные достижения теории и практики тонколистовой прокатки". Липецк, 1990. С.17.

8. Франценюк И.В., Франценюк Л.И., Гофман Ю.И. и др. Изменение свойств электротехнических сталей после радиационно-термической обработки // Модификация свойств конструкционных материалов пучками заряженных частиц: Тезисы докладов У Всесоюзной конференции. Т.4. Свердловск, 1991. С.16-17.

9. Брагинская А.Е., Монин В.М., Македонский А.В. и др. Изменение износостойкости инструментальных сталей при электронном облучении // ФХОМ. 1983. PI.

10. Александрова Н.М., Скобло Т.С. Влияние облучения на структуру и механические свойства графитизированной стали // ЭОМ. 1988. (Р4. С.14-17.

11. Александрова Н.М., Щербединский Г.В., Лазарев В.Н. и др. Структура чугунных проводок мелкосортных станов после обработки электронным пучком // Металловедение и термическая обработка материалов. 1991. №3. С.10-12.

12. Краев Г.В., Полетика И.М., Мейта В.Л. и др. Легирование стали с использованием энергии релятивистских электронов // Известия СО АН СССР. 1989. Вып 4 C.II9-I25.

13. Поболь И.Л. Электронно-лучевая термообработка металлических материалов // Итоги науки и техники. Сер.: Металловедение и термическая обработка. М." ВИНИТИ, 1990. Т.24. С.99-166.

14. Gopal D., Mitchell Т.Е. Recrystallization induced by electron irradiation of deformed nickel // Acta Metallurgica. 1974. Vol.8. P.1135-1140.

15. Полухин П.И., Горелик С. С, Воронцов В.К. Физические основы пластической деформации. М.:Металлургия, 1982.

Статья поступила в редакцию 11.03.1982, Раздел третий

ГЕЛИЙ И ВОДОРОД В МЕТАЛЛАХ

УДК 548.33.548.73

ВЛИЯНИЕ ГЕЛИЯ НА РАЗВИТИЕ РАДИАЦИОННОЙ ПОРИСТОСТИ

В Ш И В СПЛАВЕ Ni-0,48 вес Л Sc А.Г.Гугля, И.И.Неклюдов (ХФТИ, г.Харьков); В.В.Чечель-Терников (ХАИ, г.Харьков) Методами электронной микроскопии и масс-спектрометрии исследованы эакономерности распухания Ni и сплава г.._сти Ni-0,48 вес.% Sc, предварительно насыщенных днем до ^10 2 ат.% и облученных ионами хрома с энергией 750 кэВ при температуре ezO D C, а также особенности перераспределения скандия в сплаве под облучением.

Показано, что насыщение сплава гелием при 620°С и последующее облучение при той же температуре приводит, с одной стороны, к значительному его распуханию по сравнению с оеэгелиевым облучением, а с другой - к интенсивной диффузии скандия вглубь материала и образованию у поверхности обедненной зоны шириной Ю0...120нм, где концентрация скандия в 2-3 раза меньше, чем в о&ъеме.

ВВЕДЕНИЕ Известно, что введение в металл даже незначительного количества примесей существенно влияет на характер развития под облучением дислокационной и поровой структур. В многочисленных экспериментальнмх и теоретических исследованиях обсуждались различные возможные механизмы влияния легирующей примеси на процесс дефектообразования.

Отмечалось, что в зависимости от соотношения между размером примесного атома и атома решетки металла изменяется вероятность образования примесь-вакансия и примесь-межузельный атом комплексов . Образование тех или иных комплексов неизбежно сказывается ил ПХУРНПИКИ.":»"ффуэиочной подвижности примоси и может привести либо к переносу t e к T n v i -очечных лефектон и фо-"мироп.чиию. -r;новых фаз , либо к образовании эффективных центров рекомбинации L 6, 7 ].

В работе указывается на возможность существования 1 о п Ч. к -. П л в и - перем.(-и."-оумк менной полярности, которые могут значительно подаиить порообразование в материалах.

С другой стороны, хорошо известно, что присутствие гелия коренным образом может изменить характер зарождения и роста пор в материале при его облучении.

В частности, в металлах, легированных э небольшом количестве примесями, возможно образование различных комплексов He n Me m, He n V m , с существованием которых необходимо считаться при разработке тех или иных моделей распухания. Тем не менее работ, в которых целенаправленно изучалось бы влияние гелия на порообразование в малолегированных сплавах, подвергнутых ионному облучению, недостаточно.

В настоящей работе проведено сравнительное исследование явления распухания в никеле и в сплаве Ni-0,48 вес.%Sc в условиях предварительного насыщения их гелием и последующего облучения ионами хрома.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Непосредственно перед имплантацией гелия образцы Ni и сплава Ni-Sc толщиной 450 мкм отжигались в вакууме не хуже 10"" Па при 800°С в течение I ч. Имплантация гелия проводилась при энергии 120 кэВ и температурах Ti 50°С и Т 2=620°С и интегральном потоке 1,5 1016 ион*см~а. Последующее облучение выполнялось ионами хрома Сг"(Е=750 кэВ) при температуре 620°С, интенсивности пучка 2*10" ион*см"гс-1 и в интервале доз 5... 125 смещ./ат. Подсчет уровня повреждений и концентрации гелия в исследуемой области (рис.1) проводился на базе программы, описанной в работе . В частности, концентрация гелия оценивалась в I,3*10"" ат."ат."1.

–  –  –

ВОПРОСЫ А"ГОМШ НАУКИ И ТЕХНИКИ.

42 С е р и я: Ш Ш РАДИАЦИОННЫХ ПОШВДЕНИП И РЛДИАЦИП111ЮГ. МЛтеРИЛЛОВЕЛШК. 1 9 9 2. Вып. Н 5 8), 2 (5 9) 1 - 1 3 7 Температура облучения 620°С выбиралась как температура максимального распухания сплава Ni-Sc, которая для аналогичных скоростей повреждения была определена ранее .

Послерадиационные исследования поровой структуры проводились на микроскопе JEM-IOOCX, а распределение примесей по глубине - с помощью масс-спектрометра MC-720IM при параметрах распыления Ед г =6 кэВ, JAr=I8 мкА/см 2.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУ1ДЕНИЕ

Исходная структура образцов монокристаллическая, размер зерна в них изменяется от I до 5 мкм. Предел растворимости скандия в никеле при 620°С не превышает 0,2 вес.Я» , поэтому часть из примесных атомов находилась в неравномерно распределенных по телу зерна выделениях, средний размер которых ^ 150 нм. После насыщения гелием и облучения хромом происходит образование пор и распухание как никеля, так и сплава. Результаты исследований показали, что распухание существенно зависит от температуры имплантации гелия, дозы повреждения и от наличия скандия в никеле.

О 20 40 60 80 100 120

а б Рис.2. Дозовые зависимости плотности пор (п), их среднего размера (а) и величины распухания (aV/V%) никеля (о,л,о) (а) и сплава никель-скандий ( ,*, ) (б): а, а- без гелия; д,д - предварительно насыщенного гелием при Т=620°С; о, - предварительно насыщенного гелием при Т50°С На рис.2 представлены дозовые зависимости параметров распухания Ni и сплава Ni-Sc для разных способов предварительного введения гелия. Видно, что независимо от того, присутствует гелий в материале или нет, добавление скандия приводит к существенному уменьшению распухания никеля. Однако наиболее коренное уменьшение наблюдается для безгелиевого облучения и для случая насыщения гелием при низкой температуре (см. рис.2,а,б).

Анализ дефектной структуры сплава Ni - Scпоказал, что образующиеся поры не связаны с существующими выделениями, а распределены равномерно по всему объему образца. Кроме того, плотность пор в сплаве для всех способов облучения выше, чем в никеле без скандия и так же как и средний размер пор, весьма чувствительна к температуре имплантации гелия. При низкой температуре в распределении пор по размерам в сплаве присутствуют два максимума: больший соответствует малым порам, меньший - порам с большим радиусом (рис.3). Введение гелия при 620°С создает систему пор, в которой нет четко выраженных двух максимумов (рис.4), однако и средний размер пор, и величина распухания в сплаве существенно меньше, чем в никеле.

Основываясь на данных работы , где было показано, что величина Ю" 2 ат.-ат;1 является той минимальной концентрацией гелия, предварительное введение которого в никель приводит к появлению лишь газонаполненных пор, можно заключить, что при интерпретации результатов настоящей работы следует рассматривать процесс порообразования в условиях взаимодействия потоков вакансий и межузельных атомов с атомами гелия и скандия.

–  –  –

–  –  –

Cr 0 C " П t 60 50 30 20 10 060 50 10 О 1Л АО X 20 ат.еЭ.пассы Появление обедненной скандием и обогащенной никелем приповерхностной зоны может быть объяснено в рамках концепции обратного эффекта Киркендала. При высокотемпературном облучении сплава ионами хрома создается поток вакансий, движущийся в сторону облучаемой поверхности, и соответственно обратный ему поток диффундирующих атомов скандия. В этой ситуации атомы никеля образуют обратный скандию поток межузлий, движущихся к поверхности.

Предварительная бомбардировка гелием сплава при 620°С также создает поток вакансий к поверхности. Это приводит к диффузии скандия вглубь материала уже на стадии насыщения, и исходное его распределение перед облучением хромом будет отличаться от распределения существующего после имплантации гелия при комнатной температуре. В результате конечное распределение скандия в образцах, насыщаемых гелием при 620°С, характеризуется более широкой обедненной зоной, чем в образцах, в которых введение гелия проводилось при Ti50°C.

Следует обратить внимание на тот факт, что толщина просматриваемой в электронный микроскоп зоны близка к ширине обедненной скандием области. Поэтому в случае высокотемпературного насыщения гелием существенное увеличение распухания сплава Ni-Sc может быть обменено не только высокой диффузионной подвижностью гелия и образованием на стадии имплантации крупных зародышей пор, но и радиационно-стимулированной диффузией скандия вглубь материала и снижением его роли в порозарождении в исследуемом слое.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ Проведенные исследования влияния способа предварительного введения гелия в никель и сплав Ni-0,48 вес.% Sc показали, что данный сплав, демонстрирующий высокую сопротивляемость вакансионному распуханию, под влиянием имплантируемого гелия меняет свою стойкость к радиационному воздействию. Причем, если при низкотемпературном введении гелия существенно изменяется лишь распределение пор, но не величина распухания, то для высокотемпературной имплантации характерно значительное увеличение среднего размера пор и распухания.

Под воздействием высокотемпературных имплантации и облучения происходит значительное обеднение поверхностной области скандием, что необходимо учитывать при интерпретации результатов по распуханию сплавов, получаемых с помощью имитационных экспериментов.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРУ

1. Wollenberg H. Interaction of self-interstitial with solutes // J. Nucl. Mat.

1978. Vol.69/70. P.362-371.

2. Koch R., Wahi R., Wollenberg H. TEM-investigation of the microstructural evolution in simulation-irradiated Cu-Be alloys // J. Nucl. Mat. 1981.

Vol.103/104. P.1211-1216.

3. Бакай А. С, Зеленский В.Ф., Матвиенко Б.В. и др. Усиление рекомбинации структурных дефектов при распаде твердых растворов под облучением // ВАНТ. Сей.ФРП и РМ. 1983. Вып. 5(28). С.З-П. *

4. Okamoto P., Rehn L. Radiation-induced segregation in binary and ternary alloys // J. Nucl. Mat. 1979. Vol.83. P.2-23.

5. Голубое С И., Одинцов Д.Д. Радиационный рост т"-фазы на стоках точечных дефектов в бинарном сплаве никель-кремний // ВАНТ. Сер.:ФРП и РМ. 1988.

Вып. 3(45). С.25-29.

6. Little E.A., Stow D.A. Void swelling in fast reactor irradiated high purity binary iron-chromium alloys // Proc. Int. Conf. Corse. France, 4-8 june

7. Piller P., Marwick A. Radiation-enhanced diffusion and segregation in Ni and Ni-0,33 at.ZSi alloy: the effect of point-defect trapping // J. Nucl. Mat.

1979. Vol.88. P.42-47.

8. Ганн В.В., Марченко И.Г. Моделирование примесь-вакансионных кластеров в Ni// ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ. 1987. Вып.2(40). С.27-28.

9. Van dar Kolk G.,Van Veen A., Caspers L. Binding of helium to metallic impurities in tungsten; experiments and computer simulations // J. Nucl. Mat.

1985. Vol.127. P.56-66.

10. Ганн В.В., Юдин О.В. Программа расчета стандартных профилей распределения дефектов по глубине материала // ВАНТ. Сер.:ФРП и РМ. 1979. Вып. 1(9).

11. Зеленский В.Ф., Неклюдов И.М., Матвиенко Б.В. и др. Имитационные исследования эффектов радиационного распухания никеля и его сплавов. П. Изучение распухания никеля и его сплавов // Труды конференции по реакторному материаловедению, Алушта, 29 мая - I июня 1978 г. Т.2. С.20-43.

12. Масленков С Б., Браславская Г.С Диаграмма состояния Ni-Sc (до 36 ат.%) // Металлы. 1984. PI. C203-206.

13. Бендиков В.И., Бредихин М.Ю., Гугля А.Г. и др. Изучение влияния гелия и дислокационной структуры на развитие пористости в никеле // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ. 1984. Вып.5(33). С.20-26.

14. Potter D., Rehn L., Okamoto P., Wledersich H. Void swelling and segregation in delute nickel alloys // Proc. Int. Conf. Scottsdale. June 1977. P.377-385.

15. Marwick A.D., Piller R.C., Sivell P.M. Mechanisms of radiation-induced segregation in delute nickel alloys // J. Nucl. Mat. 1979. Vol.83. P.35-41.

Статья поступила в редакцию 11.03.1992.

УДК 621.039.531

ТЕРМОДЕСОРБЦИЯ ДЕЙТЕРИЯ ИЗ ПИРОУГЛЕРОДНЫХ МАТЕРИАЛОВ

Р.Г.Ханбеков, Ю.С.Виргильев, В.Ф.Рыбалко, А.А.Мирахмедов (ИЯФ, г.Алма-Ата;

НИИГрафит, г.Москва; ХФТИ, г.Харьков) Приведены экспериментальные данные по термодесорбции и реэмиссии ионноимплантированного дейтерия (Е ИО н=25 кэВ) из пироуглеродных материалов. Исследования проводились как на предварительно облученных нейтронами образцах, так и на необлученных образцах.

Исследованию поведения дейтерия, имплантированного в различные конструкционные материалы, в том числе изучению процессов термоактивированной десорбции дейтерия посвящено много работ [ 1-5 ]. Это обусловлено важной ролью взаимодействия дейтерия с поверхностью конструкций в установках термоядерного реактора.

Поэтому представляет интерес изучить изменение свойств углеграфитовых материалов при воздействии дейтериевой плазмы.

В работах рассматривался вопрос термодесорбции дейтерия из графита МПГ-8 и пирографита. Показано , что при низкотемпературной термодесорбции пики появляются только у графита МПГ-8. В по спектрам термодесорбции были построены температурные зависимости относительного количества удерживаемого в материале дейтерия к общему количеству дейтерия, имплантированного при Т00-л= 78 К. Выбор такой нормировки был обусловлен тем, что при Т о б л =78 К весь имплантированный дейтерий оставался захваченным в материале. Эти данные послужили дальнейшему исследованию термодесорбции и реэмиссии из различных углеграфитовых материалов.

В данной работе изучены закономерности термодесорбции и репмиссии дейтерия из пироуглеродных материалов с различной предварительной термообработкой и облучением нейтронами. Для имплантации дейтерия с энергиями 800 эВ использовалась плазменная установка ДРАКОН (ХФТИ, г.Харьков) . Напряжение на катодах составляло I кэВ, разрядный ток - 0,4 мА«см"2. Рабочее давление при облучении стационарной плазмой составляло 3...5-I0"3 мм рт.ст.

На установке СКИФ (ХФТИ, г.Харьков) облучение производилось моноэнергетическим сепарированным пучком ионов Д с энергией 25 кэВ, плотность тока пучка мкА-см"2, рабочее давление в камере - 2*10"*Па.

Облучение проводилось при комнатной температуре. При разогреве образцов для термодесорбции температура измерялась w-Re и хромель-алюминиевой термопарами.

Абсолютная погрешность измерения температуры не превышала ±10°С. В работе исследовался пироуглерод (ПУ), полученный из газовой фазы при 2Ю0°С, и пирографит (ПГ), термомеханически обработанный при 2800°С. Образцы изготовлялись в виде прямоугольных пластин с размерами 16x6x2 мм.

Изменение парциального давления в камере облучения для определенной массы регистрировалось масс-спектрометром АДМ-I и МХ-7304 в непрерывном режиме. Запись спектров термодесорбции при нагреве со скоростью 5,4 К-с"1 производилась в координатах(Р, Т) и (P,t), где Р - парциальное давление в камере измерений, Т - температура мишени, t - время нагрева образцов ЗО...2ООО°С.

На рис.1 построена экспериментальная зависимость относительного изменения количества внедренного дейтерия в пироуглерод и пирографит от интегрального потока. Видно, что при дозах облучения до I-I0" част.- см*2 в обоих материалах наблюдается практически только захват имплантированного дейтерия. При дозах выше 1«10" част."см2 происходит насыщение поверхности пироуглеродных материалов ионами дейтерия.

–  –  –

ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ.

Серия.-ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ПОВРЕЖДЕНИЙ 47 И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. 1992. Вып. 1(58), 2(59). 1-137.

Следует отметить, что степень насыщения и зависимость количества внедренного дейтерия от флюенса различна. В пироуглеродах насыщение наступает при внедрении 4-10 " част, «см"2, а в пироуглероде эта величина в два раза выше и составляет 7...8-Ю 1 1 част.-см"2. Разные величины степени насыщения этих материалов связаны с отличием их структуры.Структура пироуглерода представляет собой графит начальной стадии графитизации и упорядочения, а пирографит - это хорошо графитизированный с высокой степенью порядка графит со структурой близкой к идеальному монокристаллу. Немонотонную дозную зависимость количества дейтерия, внедренного в пироуглерод, по-видимому, можно связать с процессом насыщения дейтерием приповерхностного объема пироуглерода (до 8 отн. ед. при дозах I...2-Ю1* част.-см"2). Дальнейший спад и рост насыщения дейтерием при увеличении дозы можно объяснить диффузией дейтерия с поверхности пироуглерода в объем на большие расстояния. Диффузия начинается по достижении критической величины концентрации дейтерия у поверхности и появлении градиента концентрации.

В работе была также исследована термодесорбция дейтерия из пироуглеродных материалов, облученных ионами с энергией 252 кэВ до доз 8*10" част. см, и ионами с энергией 8 кэВ до дозы 4"10 s0 част."см".

–  –  –

Рис.2. Кинетические кривые термодесорбции дейтерия из пирографита в зависимости от температуры разогрева (а) и времени разогрева (б). I - 3*10" ; 2 - М О " ; 3 - 4"10" ; 4 - 4"10" част."см"2 На рис.2,а,б представлены кинетические кривые термического выделения дейтерия из пирографита. Видно, ч^о термодесорбция из образцов, облученных до различных доз, начинается при температурах 700...900°С и завершается при 1800°С. В этом интервале температур имеется один широкий пик, общий для всех трех спектров.

При дозе облучения 4-Ю 1 - част.-см"2 (кривая 3) появляется дополнительный пик левее основного пика газовыделения. С увеличением дозы облучения наблюдается смещение основного пика газовыделения в область больших температур. Кинетические кривые газовыделения из образце, облученных дозами 3*10" и I 10" част.* см"2 идентичны, а при дозах 4-I0 1 " част.-см"2 на кривой газовыделения появляется дополнительный пик. Видно, что при увеличении дозы облучения ионами дейтерия, термодесорбционные пики для пирографита смещаются в область больших температур и наблюдается расщепление основного пика. На рис. 2,6 представлены временные кривые термодесорбции, дополнительная кривая 4 относится к образцу пирографита, облученному до доз 4«20 *° част«см"2 стационарной дейтериевой плазмой (Е и о н =800эВ).

Хотя доза облучения в этом слуиае выше на два порядка, а ток пучка на несколько порядков, количество внедренного дейтерия незначительно. Однако положение термодесорбционного пика на кривой 4 совпадает с положением пиков, полученных при других режимах облучения. Исследования показали, что термодесорбция дейтерия с поверхности пироуглеродных материалов зависит от условий облучения, в частности, от энергии бомбардирующих ионов и дозы облучения.

Для изучения влияния структуры пироуглеродных материалов на процессы термодесорбции дейтерия облучались пироуглероды, полученные осаждением из газовой фазы при температуре 2 Ю 0 ° С. На рис.3 приведены данные по термодесорбции дейтерия из пироуглерода, полученные для образцов, облученных различными дозами (Е И О Н =25 кэВ).

При дозах облучения 1*10" част.-см" были обнаружены два пика:

основной пик при 2 1225 и второй при 1400°С. С повышением дозы облучения до 4 " 1 0 " част. см" пик при 1400°С сохраняется, а основной пик смещается в область меньших температур и расщепляется на два пика. Дальнейшее облучение пироуглерода ионами дейтерия до 8"10" част. см"2 приводит к возврату основного пика в область больших температур, но с сохранением характера кривой.

Термодесорбционный пик дейтерия, выявленный при 1400°С, при достигнутых # 2 дозах (до 4 1 0 " част.* см") сохраняется. При дальнейшем увеличении дозы облучения до 1,6...8*10" част, «см" термодесорбционный пик при 1400°С исчезает, основной пик остается расщепленным. В итоге основной пик смещается в область высоких температур, трансформируясь в плато (кривая 6). Таким образом, кинетические кривые термодесорбции из облученного пирографита и пироуглерода л I §* Аномальный рост реэмиссии дейтерия наблюдается при температурах облучения нейтронами выше 600°С. При температурах 700...800°С величина реэмиссии приобретает значение, равное тому, которое было при температуре облучения нейтронами 550°С (см. рис.4).

4,5 нейтр."см"2, После тех же режимов облучения пироуглерода нейтронами (Ф=3 Т о б л =70...800°С) и ионами дейтерия (Ф = 3 " Ю " част.*см"2) проводилось исследование на термодесорбцию. Кинетические кривые (рис.5) показывают, что термодесорбция дейтерия из облученных нейтронами образцов начинается при температурах 6ОО...8ОО°С.

Причем, в отличие от результатов, полученных при исследовании термодесорбции без предварительного нейтронного облучения пироуглерода, термодесорбция из нейтроннооблученных образцов имеет большое число пиков. Максимальное число пиков газовыделения наблюдается на образцах, облученных нейтронами при 7О...8О°С. С увеличением температуры облучения нейтронами (см.рис. 5,а,б) число пиков уменьшается, и кривая в некоторой степени становится подобной термодесорбционным кривым, полученным на пироуглеродных образцах без предварительного облучения, т.е. появляется основной пик с большим числом расщепленных пиков. Следует заметить, что облучение нейтронами пироуглерода при температурах 700 800°С способствует появлению еще одного дополнительного пика термодесорбции внедренного дейтерия при температуре разогрева 600°С.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Платонов П.А., Писарев А.А. и др. Влияние облучения ионами дейтерия на топографию поверхности графита 33 /7 ВАНТ. Сер.: ФТП и РМ. 1990. Вып.3(54). С.27-34.

2. Гусева М.И.. Мартыненко Ю.В. Эрозия поверхности материалов при облучении ускоренными частицами // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ. 1984. Вып.1(29), 2(30). С.187-200.

3. Ружицкий В.В., Рыбалко В.Ф., Мозгин В.В. Термодесорбция дейтерия из бериллия, графита и углеситалла, облученных ионами Д с энергией 20 кэб // ВАНТ. Сер.:

ФРП и РМ. 1987. Вып.1(2). C.II-I4.

4. Landlay R.A., Blewer R.S., Roth J. // J. Nucl. Mat. 1978. Vol.76/77. P.313.

5. Ашрапов Т.Б., Абдусалямов Н., Артемов С.В. и др. Изучение радиационного пов реждения и поведение гелия в углеграфитовых материалах на пироуглеродной связке // ВАНТ. Сер.: ФРП и РМ. 1982. Вып.2(21). С.53-58.

6. Бурченко П.Я., Волков Е.Д., Грибанов Ю.А. и др. // КТФ. 1985. Т.55. C.2I34-2I38.

7. Пистряк С В., Морозов А.Н., Рыбалко В.Ф. Ионно-стимулированная десорбция с поверхности алюминия и конструкционных нержавеющих сталей // ВАНТ. Сер.:ФРП и РМ.

1987. Вып.4(42). С.42-45.

Статья поступила в реоакшоо 11,03.1992.

УДК 621.384.6:539.25

ЗАКОНОМЕРНОСТИ РОСТА ГЕЛИЕВЫХ ПУЗЫРЬКОВ

В ИОННО-ИНПЛАНТИРОВАННЫХ Ni И Fe В.И.Бендиков, В.В.Ружицкий, С.И.Хазан (ХФТИ, г.Харьков) Обсуждаются особенности роста гелиевых пузырьков в имплантированных ионами Це + с энергией 20 J O В образцах,из Ni и Fe в интервале температур 900...1600 К.

Доза облучения ПГ,8... 3, 6 V I 0 " Не+"см"2.

В работах была изучена термостимулированная эволюция гелиевых пузырьков в Ni и Fe,имплантированных ионами Н е + с энергией 20 кэВ, установлена взаимосвязь между этапами эволюции и стадиями десорбции газа из образцов.

В настоящем сообщении на основании полученных результатов, а также результатов, изложенных в ,обсуждается вероятный механизм роста гелиевых пузырьков в образцах из Ni и Fe, нагретых до 900...1600 К.

Как было показано в , природа пиков газовыделения гелия из Ni и Fe, имплантированных до доз (I...4)*I0 Не+» см"2, в основном состоит в высвобождении гелия из системы разрушающихся гелиевых пузырьков. Формирование системы начинается уже во время облучения материала, но особенно интенсивно идет при пострадиационном нагреве и газовыделении, в процессе которого размеры пузырьков возрастают от ^1...10 нм до ^1...5 мкм. Рост пузырьков в никеле и железе характеризуется определенными особенностями. Так в работе [I] было показано, что в начале газовыделения в пике d в объеме зерна гелиевые пузырьки диаметром 15...30 нм образуются из 10 20 пузырьков диаметром I...8 нм. Высокотемпературные блистеры диаметром -\Л мкм, появляющиеся при дальнейшем нарастании газовыделения в пикеd, как правило, образуются из нескольких пузырьков диаметром ^ 300 нм. Исследования обусловленных нагревом изменений микроструктуры имплантированного гелием слоя Fe показали, что они аналогичны изменениям, наблюдавшимся в образцах из Ni.

В образцах из железа наблюдался рост пузырьков от -v-15...30 нм в диаметре до ~300нм.

Из результатов экспериментов следует, что он обеспечивается объединением большого числа пузырьков диаметром 15...30 нм в один.

Подобная коалесценция пузырьков наблюдалась авторами . В прослежено образование пузырька диаметром ^50 нм иг группы пузырьков диаметром^2...8 нм при нагреве в колонне электронного микроскопа имплантированного гелием (Б = Ю кэВ) алюминия. Авторами наблюдалось образование в облученной до дозы 4» 10" Не-см"2 (Е=30 кэВ) меди пузырька диаметром^ 200 нм из группы пузырьков диаметром ^ 50...

На рис.1 приведен ряд электронно-микроскопических фотографий структуры облученных Не образцов из Ni и Fe, на которых зафиксированы моменты объединения пузырьков на разных стадиях ТД гелия, ч пиках d и е.

Анализ полученных данных приводит к заключению, что рост пузырьков в процессе нагрева облученных Ni и Fe осуществляется путем сочетания (чередования) двух механизмов - сравнительно медленного роста, например, в результате присоединения вакансий и атомов гелия , и достаточно быстрого роста диаметра пузырька вследствие объединения 3...20 пузырьков сравнимых размеров в один. Быстрый рост происходит после локального достижения системой гелий-металл критического состояния по напряжениям, второй возможный выход из которого - разрушение материала и десорбции из него гелия.

Всю динамику образования и роста пузырьков в никеле и железе, вплоть до их разрушения, можно представить как обусловленное нагревом образца движение- высоконасыщенной системы Не-Ме по следующий размерным уровням.

I. Образование в объеме имплантированного слоя системы мелких пузырьков размерами -VI...5 нм. В слое образуются места повышенной и пониженной плотности таких пузырьков размерами порядка сотен нанометров.

II. Объединение и слияние 3...8 пузырьков диаметром^I...5 нм в один диаметром ^10 20 нм, в первую очередь в местах их повышенной плотности. Этот уровень является переходным в смысле изменения симметрии образующихся объектов. Если пузырьки размерами ^10 нм могли иметь практически по всему имплантированному объему форму, близкую к сферической, то большие ввиду малого пробега 20 кэВ ионов гелия должны все более сплющиваться в перпендикулярном плоскости залегания гелия направлении.

III. Объединение преимущественно по плоскости, параллельной поверхности образца, слияние и образование из десятков пузырьков размером ^10...20 нм газонаполненных чечевицеобразных полостей размером ~200...400 нм.

При дальнейшем нагреве в зависимости от концентрации внедренного в материал гелия реализуются следующие уровни объединения и роста пузырьков.

Для дозы облучения 1,8* 10" Не*»см"4, п и к е:

IV. Рост пузырьков, объединение и образование в объеме пузырьками диаметром 200...400 нм протяженных извилистых каналов, длина которых в несколько раз превосходит их поперечное сечение.2

Для дозы 3, 6 " Ю " Не + «см", пик d:

ВОПРОСЫ АТОМНОЙ НАУКИ И ТЕХНИКИ.

Серия:ФИЗИКА РАДИАЦИОННЫХ ПОВРЕЖДЕНИЙ 51 И РАДИАЦИОННОЕ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЕ. 1992. Вып. 1(58), 2(59). 1-137. Министерством машиностроения для ле...» ТРУЖЕНИКОВ КАК ФАКТОР ОРГАНИЗАЦИОННО-ХОЗЯЙСТВЕННОГО УКРЕПЛЕНИЯ КОЛХ...» АБВЕРА ВЫБИРАЕМ ГОЛОВНОЙ УБОР стр. 18 – 25 КАК РАБОТАЕТ СОЙФЕР, ПЕРЕПИСЧИК ТОРЫ? СВАДЕБНЫЕ ОБЫЧАИ ГОРСКИХ ЕВРЕЕВ С КАКИМИ ПРОД...» университета МАТЕРИАЛЬНО-ТЕХНИЧЕСКОЕ ОБЕСПЕЧЕНИЕ СТУ 3.6-2015 Минск Стандарт у...» факультета "Экономический" ЭКОНОМИКА Рабочая программа для студентов III курса инженерно-технических специальностей Москва – 2002 I. О...» проектирования и производства работ при восстановлении трубопроводов гибкими полимерными рукавами Настоящий свод правил не подлежит применени...» клиническая больница № 1" Челябинск, ул. Воровского,16 МУЗ "Городская клиническая больница № 2" Челябинск, пр. Ленина,82 Г...»

Физика

Становление атомной энергетики в свое время потребовало создания целого большого пласта материаловедения. Если взять атомный реактор, то к стандартным проблемам прочности при нагреве к любому материалу добавятся требования по определенному взаимодействию с радиационными потоками внутри реактора. Самыми важными оказываются свойства взаимодействия с нейтронами - и с точки зрения нейтронной физики всего реактора (поглощает ли этот конструктивный металл нейтроны? Замедляет? Отражает? Активируется?) и с точки зрения самого материала. Что происходит в материале под воздействием радиации?

Испытания на разрыв облученного образца в «горячей камере». Лаборатория ORLN.

• Быстрые частицы «ломают» решетку, вызывая перескоки атомов материала по ним. Это приводит к уменьшению пластичности и росту хрупкости.
• Нейтроны могут поглощаться различными атомами, вызывая их трансмутацию - превращения в более тяжелый элемент (например Fe56 + и -> Mn57). Чаще всего образовавшийся изотоп радиоактивен, и он распадается через какое-то время. Так происходит активация материала - насыщение его радиоактивными изотопами
• Эти радиоактивные изотопы могут распадаться с образованием альфа-частицы. Альфа-частицы не уходят из материи, а рекомбинируются в гелий. Гелий накапливается внутри материала, вызывает его распухание и растрескивание. Аналогичные процессы (в меньшем масштабе) происходят с накоплением водорода, который образуется при распаде нейтронов.
• Для очень быстрых налетающих нейтронов возможен прямой развал атома конструкционного материала, с образованием множества осколков и сильно радиоактивного остатка.
• Активация материала приводит к изменению его химического состава и разнообразным коррозионным процессам. Особенно нелегко приходится в местах сварки и спаев

Распухание образца из нержавеющей стали под влиянием нейтронов

Универсальным мерилом того, как далеко заходят эти разрушающие процессы является величина с.н.а. - смещений на атом (или dpa в англоязычной литературе). Она означает, сколько в среднем на каждый атом придется актов взаимодействия с излучениями. Характерные величины для ядерных реакторов - от 5 до 60 с.н.а.

Расчетные радиационные повреждения выгородки реактора ВВЭР-1000 в с.н.а.

Воздействие реакторных условий на различные марки сталей. ЭИ/ЧС - специальные реакторные стали.

Материаловеды придумали множество сплавов, сталей и неметаллических материалов для работы в таких условиях. Их, кстати, часто отличает сумасшедшая точность состава, речь идет о точности до 0,01% содержания легирующих примесей. На сегодня 60 с.н.а. является пределом для современных ядерных материалов, причем такие материалы еще и ограничены по рабочей температуре, и не могут, например, использоваться в горячих быстрых реакторах.

Различные по содержанию кислорода и железа циркониевые сплавы. Обратите внимания, что области допустимых значений допантов ~500 ppm, т.е. 0,05%

Однако для будущих быстрых реакторов деления и для термоядерных реакторов нужны материалы, способные стоять до 150 (а лучше до 300) с.н.а. без разрушения, а в случая термояда - стоять не просто в потоке нейтронов, но в потоке сверхэнергичных нейтронов. Кстати, одной из основных проблем этого раздела материаловедения является медленных набор повреждающих доз - 20 с.н.а в год в лучших реакторах, т.е. что бы набрать 160 с.н.а., надо оставить сборку в реакторе на 8 лет.

Перспективные реакторные материалы и программа их облучения в реакторе БОР-60.

Для того, что бы создавать и проверять материалы будущих термоядерных реакторов нужны специфические источники термоядерных нейтронов. Тут не подойдут ни высокопоточные исследовательские ядерные реакторы, ни спаляционные (ускорительные) установки. Поэтому в 2000х годах Европа и Япония приняли программу создания специальной исследовательской лаборатории IFMIF/EVEDA для испытаний перспективных материалов.

Схема IFMIF/EVEDA

И план здания. Найди человека в этой «лаборатории».

Установка IFMIF представляет из себя два небольших, но сильноточных ускорителя дейтронов (ионов дейтерия) до энергии примерно 40 МЭв и литиевой мишени (а именно льющегося потока жидкого лития, толщиной 25 мм). Ускоритель довольно уникальный большим током (125 мА), выдаваемым в постоянном (а не импульсным) режиме. Ускоритель состоит из традиционных элементов - плазменного источника ионов, фокусирующих систем (LEBT, MEBT, HEBT), радиочастотного ускорительного модуля с электродинамическим удержанием ионов (RFQ) и радиочастотного ускорительного модуля с электромагнитным удержанием и резонаторными полостями (SRF Linac).

Ускоритель IFMIF, его элементы и разработчики.

Ускоренные дейтроны от двух одинаковых ускорителей взаимодействуют с литием по реакции D + Li -> 2He + n. При этом образовавшийся нейтрон очень похож на термоядерный по своей энергии. Литиевая мишень, кстати, тоже довольно уникальная конструкция, занимающаяся очисткой лития от продуктов деления и формирующая завесную мишень.

Схема литиевой мишени...

… и ее прототип в натуральную величину!

Получившиеся нейтроны прилетают на испытательный объем, который имеет камеры с разной мощностью нейтронного потока. В самой высокоинтенсивной камере (объемом всего поллитра, что тем не менее позволяет испытывать множество небольших образцов одновременно) создается поток 10^18 н*сек/см^2 - это в 200 раз больше, чем на самых высокопоточных ядерных реакторах. Есть камеры и с меньшей интенсивностью, которые, однако, позволяют тестировать уже целые экспериментальные конструкции с охлаждающей жидкостью и т.п.

Спектральная мощность нейтронного потока в перспективном термоядерном реакторе DEMO, и лаборатории IFMIF.

Вторая часть лаборатории (EVEDA)- это горячие камеры для всяких исследований того, что же случилось с облученными образцами, как изменились их механически, физические и химические свойства.

Облучательные камеры IFMIF/EVEDA В центре HFTM скорость набора дозы быстрыми нейтронами будет составлять 60 сна в год.

Образцы материалов, которые будут испытываться в IFMIF. Всего в высокопоточную камеру можно загрузить до 1000 таких образцов.

И примерно вот такие горячие камеры для исследований облученных образцов.

На данный момент идет установка и поэтапный запуск оборудования (так - «голова» ускорителя, источник ионов уже во всю тестируется на рабочих режимах). Оборудование установки изготавливается как европейскими, так и японскими организациями.

Здание, где расположена IFMIF/EVEDA в Роккашо, Япония.

После запуска лаборатории в 2017 году в ней начнутся интенсивные исследования перспективных материалов для первой стенки, бланкета и других элементов ТЯР, «живущих» в самых тяжелых радиационных исследованиях. Возможно, именно здесь перспективные материалы типа ванадий-титановых сплавов или карбида кремния SiC перейдут из перспективных в утвержденные. Если их характеристики окажутся близки к ожидаемым, то промышленные токамаки могут стать заметно ближе, а многие из «бумажных» концепций ядерных реакторов деления (например travelling wave reactor) станут возможными.

При облучении потоками частиц (нейтронов, протонов, электронов, альфа-частиц осколков деления) и жестким электромагнитным (гамма- и рентгеновским) излучением в материалах образуются структурные повреждения, называемые радиационными дефек­тами. Переданная материалу твердых тел энергия частиц или излучения частично расхо­дуется на разрыв межатомных связей. Для образования, например, простейшего радиа­ционного дефекта - пары Френкеля (вакансии и междоузельного атома) необходима энергия 14-35 эВ, превышающая пороговую. При облучении материалов частицами с энергией порядка мегаэлектронвольта смещаемым атомам передается энергия, на поряд­ки более высокая по сравнению с пороговой. Смещаемый атом ускоряется, а его кинети­ческая энергия расходуется на ионизацию атомов, расположенных вдоль траектории движения. В результате образуется каскад радиационных.дефектов.

Частицы и излучения могут приводить к химическим и ядерным реакциям (включая реакции деления) в материале тел, а также появлению в структуре материалов самих бомбардирующих частиц (ионное внедрение), что вызывает появление примесей в мате­риале, и являются второй причиной возникновения радиационных дефектов.

Физические процессы, приводящие к образованию радиационных дефектов, состав­ляют научную основу радиационного материаловедения, изучающего совокупность ме­тодов, позволяющих, во-первых, создать материалы (конструкционные, полимерные, полупроводниковые и др.), устойчивые к воздействию ядерных излучений и, во-вторых, придать этим материалам требуемые свойства путем их дозированного облучения.

Радиационные дефекты способны изменять объемные и поверхностные свойства материалов. Характер изменения свойств зависит от длины пробега частицы или излу­чения. К поверхностным дефектам приводит облучение электрозаряженными частицами и излучениями низких энергий; к объемным - облучение быстрыми нейтронами.

При взаимодействии быстрого нейтрона 1 с металлическим или керамическим мате­риалом большая часть его энергии передается атомам, смещающимся из узлов кристал­лической решетки (пороговая энергия смещения атома составляет около 25 эВ). В результате происходит образование дефектов кристаллов в виде вакансий и междоузлий. Начиная с определенного количества радиационных дефектов становятся заметными изменения механических, физических, химических и других свойств конструкционных металлических или керамических материалов.

1 Быстрые нейтроны образуются при реакции деления ядер, их энергия составляет 0,1 -10 МэВ

При взаимодействии быстрого нейтрона с органическим веществом большая часть его энергии идет на образование протонов отдачи, на ионизацию атомов водорода или их возбуждение. Разрыв связей С-Н или С-С является следствием облучения. Из жид­ких органических веществ выделяются газы, их вязкость повышается. Радиационная стойкость и стабильность органических веществ намного ниже, чем металлических керамических материалов.

Наибольшую чувствительность к радиации имеют полупроводники. При взаимодействии быстрых нейтронов с полупроводниками снижаются их усиливающие характеристики, в запрещенной зоне возникают разрешенные состояния.

Изучение поведения различных материалов в потоках быстрых и тепловых 1 нейтронов показало, что существует пороговое значение флюенса нейтронов 2 , ниже которого влияние облучения на материалы незначительно. В табл. 6.73 и 6.74 приведены порого­вые значения флюенсов для быстрых, тепловых и надтепловых 3 нейтронов. Выше поро­говых значений флюенса нейтронов эффект облучения необходимо учитывать при выборе материалов, расчете механической и конструкционной прочности, коррозионной стойкости, расчете теплопередачи и совместимости материалов.

1 Тепловыми называют нейтроны, находящиеся в тепловом равновесии с ядрами среды и имеющие энергию 0,005-0,2 эВ.

2 Флюенс нейтронов - произведение плотности потока нейтронов и времени облучения; плотность потока нейтронов - произведение плотности нейтронов и их средней скорости.

3 Надтепловыми называют нейтроны с энергией 2-10 эВ.

Таблица 6.73. Пороговое значение флюенса быстрых нейтронов в различных материалах

Таблица 6.74. Пороговое значение флюенса тепловых и надтепловых нейтронов в различных материалах

Степень радиационного воздействия на материалы при облучении их нейтронами зависит от состава изотопов в химических компонентах материалов. Например, в ре­зультате (n, α)-реакции 1 в материалах появляется гелий, влияющий на процессы радиа­ционного распухания, ползучести, охрупчивания.

1 Реакция захвата нейтрона n ядром, сопровождающиеся вылетом α-частицы ((n, γ) - то же испусканием γ-кванта; (р, α) - реакция захвата протона р ядром, сопровождающаяся вылетом α-частицы).

Для примера можно указать и другие ядерные реакции, которые могут приводить к дополнительному изменению свойств ма­териалов:

К свойствам конструкционных материалов, работающих в условиях радиационных облучений, предъявляют следующие требования:

1) высокая механическая прочность и пластичность;

2) высокая термическая стабильность (теплостойкость);

3) высокая коррозионная стойкость и совместимость с другими материалами;

4) хорошие характеристики теплопередачи;

5) малое сечение поглощения (захвата) нейтронов;

6) большая радиационная стабильность;

7) низкая наведенная радиоактивность;

8) высокое сечение рассеяния нейтронов, большая потеря энергии нейтрона за одно столкновение.

Первые четыре требования являются общими для конструкционных материалов; по­следние - специфическими свойствами, определяемыми необходимостью экономии нейтро­нов, эффективного их замедления (для реакторов на тепловых нейтронах), а также стремлением иметь малое отрицательное изменение механических и других свойств под влиянием радиационного облучения. Специфические требования определили выбор элемен­тов, служащих основой и легирующими добавками реакторных металлических материалов.

Перечень этих элементов и их ядерно-физические характеристики приведены в табл. 6.75.

Таблица 6.75. Ядерно-физические свойства реакторных металлических материалов

Барн - внесистемная единица измерения площади, 1 б =10 -28 м 2 .

Бериллий и его соединения. Бериллий имеет наименьшее из всех металлов сече­ние поглощения тепловых нейтронов, большое сечение рассеяния и высокую температу­ру плавления, поэтому является отличным замедлителем и отражателем 1 .

1 Сечения взаимодействия нейтронов с ядрами характеризуют вероятность ядерной реакции (например, поглощения) или изменения энергии нейтронов (рассеяния).

Бериллий и оксид бериллия хрупки, дорогостоящи и токсичны, что плохо согласу­ется с общими требованиями к конструкционным материалам. Для металлического бе­риллия и его оксида характерными эффектами, наблюдаемыми при росте флюенса быстрых нейтронов, являются размерная нестабильность и гелиевое охрупчивание. Раз­мерная нестабильность связана с реакциями взаимодействия быстрых нейтронов с бе­риллием. Увеличение относительного объема ∆V/V образца бериллия (радиационное распухание) при температурах облучения 70-130 °С описывается зависимостью

∆V/V =0,584F 0.93

где F·10 -26 - флюенс (Е > 1 МэВ) нейтронов.

Пластичность облученного бериллия падает практически до нуля уже при относи­тельно невысоких флюенсах нейтронов (1-4) 10 25 нейтр./м 2 . Это свойство носит назва­ние гелиевого охрупчивания бериллия.

При облучении нейтронным потоком линейные размеры изделий из оксида берил­лия увеличиваются, соответственно уменьшается плотность, увеличивается пористость изделий. При низких температурах облучения (75-100 0 С) ускорение темпа роста объема оксида бериллия наблюдается при флюенсе быстрых нейтронов около 3·10 24 нейтр./м 2 (рис. 6.1). Увеличение температуры облучения образцов уменьшает рост их объема. Чем выше плотность образцов, тем больше их расширение при одинаковом флюенсе.

Рис. 6.1. Радиационное рас­пухание ∆V/V высокоплотного оксида бериллия в зависимости от флюенса нейтронов при температурах 75-110°С (1) и 500-700°С (2)

Существует предельно допустимое удлинение при расширении, превышение кото­рого приводит к растрескиванию, разрушению, превращению изделий в порошок. Флюенс, при котором происходит разрушение, увеличивается с уменьшением размера зерна оксида бериллия согласно зависимости

где δ - размер зерна, мкм (размер зерна определяли при температурах облучения 50-100 °С).

Максимально допустимый флюенс, не вызывающий микрорастрескивания, в зави­симости от температуры облучения, плотности потока нейтронов и размера зерна оксида бериллия, приведен на рис. 6.2.

Рис. 6.2. Изменение максимально допустимого флюенса, не вызывающего микрорастрескивания, в зависимости от температуры облучения, размера зерна ВеО

(1 - 1...2.5 мкм; 2 - 10...15 мкм) и плотности потока нейтронов, равной 10 16 и 10 17 нейтр./(м 2 ·с)

Основную роль в изменении объема изделий из оксида бериллия играет гелий, а также тритий, образующиеся при взаимодействии бериллия с быстрыми нейтронами Содержание гелия (его около 0,95 по объему в смеси с тритием) увеличивается с ростом флюенса нейтронов (рис. 6.3). Если температура изделия превышает 1200°С, становится существенным выделение гелия из образцов оксида бериллия (рис. 6.4), зависящее от времени выдержки. На этом основан способ восстановления свойств изделий из оксида бериллия с помощью высокотемпературного отжига.

Рис. 6.3. Зависимость объем­ной доли гелия в облученном оксиде бериллия от флюенса нейтронов

Рис. 6.4. Зависимость объем­ной доли гелия, выделившегося из облученных образцов ВеО (F=2·10 24 нейтр./м 3 , 860 °С) при различных температурах отжига, от времени τ

Теплопроводность образцов при облучении уменьшается с ростом флюенса в тем большей сте­пени, чем выше плотность материала (рис. 6.5). С увеличением температуры уменьшение теплопро­водности замедляется и при 100 °С достигает на­сыщения на уровне 40-50 % исходного значения при флюенсе 4·10 25 нейтр./м 2 .

Рис. 6.5. Зависимость относитель­ной теплопроводности (λ 0 - исход­ная теплопроводность) оксида берил­лия от флюенса быстрых нейтронов при плотности образцов 2,7-2,9 (1),

2,8-3,0 (2) и 2,9-3,0 г/см 3 (3) и тем­пературе облучения 40-140 °С

Прочность оксида бериллия падает с ростом флюенса нейтронов в тем большей степени, чем выше плотность образца. Повышение температуры облучения до 350-400 °С заметно уменьшает влия­ние нейтронного потока, но оно остается еще зна­чительным. Отжиг при 1300 °С полностью восста­навливает прочностные свойства. На рис. 6.6-6.8 приведены зависимости относительной прочности оксида бериллия при сжатии, растяжении и изгибе от флюенса быстрых нейтронов (Е > 1 МэВ) и тем­пературы. Небольшое увеличение прочностных свойств при малом флюенсе соответствует теоре­тическим данным.

Рис. 6.6. Зависимость относитель­ной прочности ВеО при сжатии от флюенса нейтронов при плотности образцов 2,99-3,0 (1), 2,5 (2), 3,0 (3) и 2,7-2,8 (4) г/см 3:

1,2 - образцы, облученные при 100 °С; 3, 4 - образцы, облученные и обожженные при 1300 °С в течение 24 ч

Рис. 6.7. Зависимость относитель­ной прочности ВеО при растяжении от флюенса при плотности образ­цов 2,6-2,85 г/см 3 и температуре облучения 100 °С (1) и 350-400 °С (2)

Рис. 6.8. Зависимость относитель­ной прочности ВеО при изгибе от флюенса при плотности образцов 2,8-2,9 г/см 3 и температуре облу­чения 100 °С

Облучение приводит к росту скорости ползуче­сти оксида бериллия. Наблюдается релаксация на­пряжений в образцах, облучаемых при 500-700 °С, что объясняется наступающей в этих условиях пол­зучестью.

Магний и его сплавы. Сплавы магния яв­ляются низкотемпературными (температура плав­ления магния 650 °С) конструкционными ма­териалами, коррозионно-стойкими на воздухе и в среде углекислого газа (до ~ 400 °С), но имею­щими низкое сопротивление коррозии в водной среде, жидкометаллическом натрии и эвтектиках Мg - Na и Мg - К. По ядерным свойствам магний уступает лишь бериллию. Его существенным не­достатком является высокое термическое сопро­тивление. Теплопроводность магния и его сплавов (при 20 °С λ = 63...171 Вт/(м·°С)) более чем в 100 раз ниже, чем сплавов алюминия.

При температурах ниже 500 °С в среде угле­кислого газа сплавы магния показали хорошую радиационную стойкость: при флюенсе нейтро­нов до 10 25 нейтр./м 2 никаких существенных ра­диационных дефектов (распухания, радиационной ползучести, изменения прочности и пластично­сти) не наблюдалось.

Цирконий и его сплавы. Сплавы циркония получили широкое распространение благодаря своей высокой механической прочности при повышенных температурах, хо­рошей коррозионной стойкости в воде и паре, технологичности. По ядерным параметрам цирконий является третьим после бериллия и магния элементом. Низкая теплопровод­ность циркония (при 20 °С λ = 18 Вт/(м·°С)) компенсируется относительно низким теп­ловым расширением. Невысокая коррозионная стойкость при высоких температурах и относительная дороговизна сдерживают применение сплавов циркония.

В потоке быстрых нейтронов наблюдаются радиационный рост и радиационная ползучесть сплавов циркония, существенные в температурном интервале 180-530 °С. С увеличением температуры от 300 до 400 °С влияние нейтронного облучения на ползу­честь уменьшается, что объясняется быстрым отжигом радиационных дефектов, однако при этом воз­растает и становится определяющей термическая пол­зучесть. Результаты испытаний сплавов циркалой-2, содержащего, % (маc.): 1,2-1,7 Sn; 0,07-0,2 Fе; 0,05-0,15 Сr; 0,03-0,08 Ni, 0,03-0,08 N; 0,01 О, ос­тальное Zr, и Н-2,5 (Zr+2,5 % Nb), представлены в табл. 6.76.

Таблица 6.76. Результаты испытания на ползучесть труб из сплавов циркалой-2 и Н-2,5

Плотность потока быстрых нейтронов.

Нейтронное облучение увеличивает скорость ползучести холоднодеформированного циркалоя-2 при 200-350 °С на порядок и более. Скорость ползу­чести холоднодеформированного сплава Н-2,5 возрастает в меньшей степени.

При 340-350 °С у циркалоя-2 наблюдается рез­кое увеличение скорости ползучести (рис. 6.9). Об­разцы были подвергнуты холодной пластической деформации на 15-20 %.

Рис. 6.9. Зависимость скорости пол­зучести сплава циркалой-2 от тем­пературы при облучении в потоке быстрых нейтронов плотностью (5-9)·10 16 нейтр./(м 2 ·с) при σ, равном 210 (1) и 140 МПа (2)

Алюминий и его сплавы. Основными радиационными дефектами для сплавов алюминия являются радиационное распухание и увеличение предела длительной проч­ности. Радиационное распухание обусловлено реакциями взаимодействия быстрых ней­тронов с ядрами алюминия, при которых образуются кремний, водород и гелий. Влияние флюенса нейтронов с Е > 0,1 МэВ на относительное изменение объема сплавов алюми­ния приведено на рис. 6.10. Длительная прочность алюминиевого сплава 1100 после об­лучения нейтронами с флюенсом (0,7-11)·10 26 нейтр./м 2 возрастает (рис. 6.11), что является следствием радиационного упрочнения материала. Прочностные и пластиче­ские свойства сплава 1100 в зависимости от флюенса нейтронов с Е > 1 МэВ приведены на рис. 6.12. Значительные дозы облучения не приводят к радикальному изменению механических свойств.

Рис. 6.10. Радиационное распу­хание алюминия и сплавов в зависимости от флюенса нейтро­нов при температуре облучения 50-60 °С:

1 - 99,9999 % А1; 2 - сплав 1100 (алюминий промышленной чистоты); 3-сплав 6061 (А1+0,7 % Мg+0,4 % Si)

Рис. 6.11. Изменение предела длительной прочности алюми­ниевого сплава 1100:

1,2- после облучения при 100 и 150 °С соответственно; 3, 4 - в ис­ходном состоянии при 100 и 150 °С соответственно

Рис. 6.12. Зависимость показателей прочности (а) и пластичности (б) сплава 1100 от флюенса нейтронов

Аустенитные коррозионно-стойкие стали и никелевые сплавы. Потоки быстрых нейтронов вызывают в аустенитных коррозионно-стойких сталях и никелевых сплавах изменение механических свойств, радиационное распухание и радиационную ползу­честь. На рис. 6.13 приведены данные о влиянии флюенса быстрых нейтронов и темпе­ратуры облучения на механические свойства аустенитных сталей. Это изменение, осо­бенно заметное при флюенсе более 5·10 25 нейтр./м 2 и температурах выше 500 °С, называется высокотемпературным радиационным охрупчиванием (ВТРО).

Рис. 6.13. Влияние облучения на предел текучести (а) и относительное удлинение (б) стали 08Х18Н10 при различных температурах облучения

Явление ВТРО сопровождается значительным снижением пластичности (полное удли­нение при разрыве может достигать лишь 0,1 %) и повышением предела текучести материа­ла. Длительная прочность, сопротивление усталости и сопротивление ползучести при этом также существенно уменьшаются (до половины исходного значения у сталей типа 12X18Н9).

Объясняется ВТРО радиационным стимулированием изменений свойств на границах зерен, приводящих к образованию трещин. Лучшей сопротивляемостью ВТРО обла­дают аустенитные стали, легированные молибденом и ниобием, например 0Х16Н15М3Б. Однако это улучшение имеет место при ограниченном флюенсе нейтронов. Так, оболоч­ки ТВЭЛ из стали 0Х16Н15М3Б имеют при 700 °С относительное удлинение всего око­ло 0,8 % при флюенсе 8,5·10 26 нейтр./м 2 . Повысить остаточную пластичность и прочность при высоком флюенсе быстрых нейтронов можно легированием аустенитных коррози­онно-стойких сталей титаном, бором, кремнием. Малую склонность к ВТРО имеют ста­ли ферритного и мартенситного классов.

Радиационное распухание проявляется при флюенсе более 10 26 нейтр./м 2 в интер­вале температур облучения 0,3-0,55 Т пл металла, что обычно соответствует рабочему диапазону конструкционного материала. Для аустенитных коррозионно-стойких сталей радиационное распухание может достигать больших значений - (30-40) % при флюенсе (1,5-2,5)·10 27 нейтр./м 2 . Механизм распухания объясняется накоплением в процессе облучения избыточных вакансий и зарождением в металле вакансионных скоплений, имеющих вид сфериче­ских микропор. Центрами зарождения пор явля­ются атомы примесей, атомы гелия, образующе­гося при взаимодействии нейтронов с никелем, хромом, железом.

На рис. 6.14 и 6.15 приведены зависимости ра­диационного распухания некоторых сталей и спла­вов от флюенса быстрых нейтронов и температуры. Действенным дополнительным средством, умень­шающим распухание аустенитных сталей, является поверхностный наклеп материала в результате де­формации изделия при комнатной температуре. При флюенсе быстрых нейтронов (1,2- 1,4)·10 27 нейтр./м 2 увеличение степени холодной деформации с 20 до 30 % для стали типа 08Х17Н13М2Т приводит к снижению распухания с 15 до 4 % при температу­рах облучения 550-600 °С. Высоконикелевые спла­вы типа нимоник (40-45 % Ni), а также хромистые коррозионно-стойкие стали ферритного и ферритно-мартенситного классов (12-17 % Сr, ≤ 0,5 % Ni) имеют меньшее распухание. Однако повышение содержания никеля приводит к усилению ВТРО. Для устранения этого недостатка используют дис­персионное упрочнение и сложное легирование ни­келевых сплавов молибденом, титаном, алюмини­ем, бором, ниобием, кремнием.

Рис. 6.14. Влияние облучения на радиационное распухание сталей:

1 - 08Х18Н10Т; 2 - 03Х16Н15М3Б;

3-0Х16Н15М3Б (модифицированная);

Рис. 6.15. Влияние температуры на радиационное распухание сталей и сплавов:

1 - ферритная сталь; 2 - высоконикеле­вые сплавы; 3 - сталь типа 0817Н13М2Т холоднодеформированная (20 %); 4 - аустенитная коррозионно-стойкая модифи­цированная сталь

С механизмом вакансионного распухания свя­зана и радиационная ползучесть - свойство посто­янного деформирования материала под нагрузкой при облучении быстрыми нейтронами при темпе­ратурах, когда не проявляется термическая ползу­честь (300-500 °С). Скорость радиационной ползу­чести пропорциональна флюенсу и приложенному напряжению:

ν р.п. = ВσR

где ν р.п. - скорость радиационной ползучести, ч -1 ; σ - напряжение, Па; В - эмпирический коэффициент, равный 2·10 -12 для стали 03Х16Н15М3Б и 0,83·10 -12 для стали 08Х18Н10Т; R - скорость накопления радиационных повреждений, смещ./(ат-ч).

Число радиационных повреждений зависит от флюенса и спектра нейтронов. Для типичного спек­тра энергетического реактора на быстрых нейтронах флюенсу, равному 1,67·10 27 нейтр./м 2 .соответству­ет 100 смещ./ат. Материалы с низкой склонностью к радиационному распуханию имеют малую ско­рость к радиационной ползучести.

Чистые металлы, керамики и керметы. Сравнение зависимостей радиационного распухания от отношения температуры испытания к температу­ре плавления для некоторых чистых металлов при­ведено на рис. 6.16. Ниобий, молибден, цирконий, тантал, имеющие ОЦК решетку, обладают повы­шенной стойкостью против радиационного распу­хания. Напротив, никель (ГЦК решетка) оказыва­ется более склонным к радиационному распуханию.

Рис. 6.16. Зависимость радиацион­ного распухания чистых металлов от температуры облучения при флюенсе нейтронов 3·10 25 нейтр./м 2

Керамики и керметы (А1 2 О 3 , МgО, ZrО 2 , А1-А1 2 О 3 ; В 4 С - коррозионно-стойкая сталь) более стабильны, чем металлы и сплавы. Радиационное распухание и радиацион­ная ползучесть у них проявляются слабее.

Графит обладает способностью эффективно замедлять нейтроны; у него отличные теплофизические свойства, хорошая механическая прочность при высоких температу­рах, относительно легкая обрабатываемость. Применяемый в реакторных установках графит получают искусственно в процессе графитизации нефтяного кокса. Природный графит обладает большим количеством примесей и не может быть использован как замед­литель нейтронов. Графит применяют для создания газоплотных конструкций, покрытий.

Получают его методом пропитки под высоким давлением углеродсодержащей жид­костью искусственно полученного графита и последующей графитизации. Газоплотным оказывается и пиролитический углерод, получаемый в виде отложений на нагретой поверхности углеводородного газа (метана, бензола). Все искусственные сорта графита обладают высокой анизотропией свойств, связанной с выстраиванием частиц кокса при изготовлении брикетов и графитизации отложений из газовой фазы.

Нейтронное облучение повышает прочность на сжатие, твердость и модуль упругости графита. В то же время нейтронное облучение уменьшает теплопроводность при высоких температурах, приводит к нестабильности размеров, уменьшает пластичность, вызывает на­копление энергии в графите. Последние качества важны для выбора конструктивных решений.

Влияние флюенса наибольшее при невысоких температурах (до 200 ºС). При флюенсе нейтронов более 10 24 нейтр./м 2 теплопроводность графитовых образцов снижается в 50 раз (рис. 6.17). Уменьшение теплопроводности (электропроводности) связано с возникновением дефектов кристаллической структуры, индуцируемых нейтронным потоком.

Рис. 6.17. Зависимость относительной теплопроводности графита от температуры облучения и флюенса тепловых нейтронов

Изменение размеров графита зависит от направления (вдоль или поперек оси продавли­вания), флюенса и температуры. Первоначальное (при уме­ренном флюенсе) уменьшение размеров сменяется их уве­личением. С ростом температуры изменения размеров гра­фита снижаются и при температурах выше 350 °С объем многих образцов сокращается. Изменение размеров анизо­тропного графита от флюенса быстрых нейтронов при раз­личных температурах в направлении, параллельном и пер­пендикулярном оси продавливания, показано на рис. 6.18.

Рис. 6.18. Зависимость изменения размеров образцов продав­ленного, почти изотропного графита, вырезанных параллельно (а) и перпендикулярно (б) оси продавливания, от флюенса быстрых нейтронов и температуры облучения:

1- 550-600 °С; 2 - 360-400 °С

Уменьшение пластичности является следствием ра­диационного упрочнения графита. Снижение пластично­сти приводит к образованию трещин.

Важна способность графита накапливать энергию деформации в кристаллической решетке как следствие радиационных дефектов. Выделяющаяся в виде теплоты накопленная энергия приводит к резкому повышению температуры. Зависимость изменения накопленной энер­гии от флюенса и влияние отжига на ее уменьшение ил­люстрирует рис. 6.19.

Рис. 6.19. Зависимость изме­нения полной накопленной энергии ∆Е п в графите от флю­енса тепловых нейтронов:

1 - для облучения при 30 ºС; 2 - после отжига в течение 5 ч при 1250 ºС; 3 - после обжига при 2000 °С

Цель лекции: Знакомство студентов с основами радиационного материаловедения

Вопросы к теме:

1 Стабильность материала в условиях облучении

2 Радиационное упрочнение

3 Радиационное охрупчивание

4 Радиационное распухание материала (свеллинг)

5 Радиационная ползучесть

6 Радиационный рост

Стабильность материала в условиях облучении

В результате облучения нейтронами, ионами и другими частицами в конструкционном материале возникают радиационные точечные дефекты, их скопления и продукты ядерных реакций, представляющие собой основные факторы изменения структурно-фазового состояния материала и его свойств под облучением. В зависимости от условий радиационного воздействия и природы облучаемого материала изменение его состояния приводит к изменению физических и физико-механических свойств (упрочнение, охрупчивание, ускорение ползучести), к формоизменению вследствие распухания и радиационного роста (изменение линейных размеров), к возникновению в материалах наведённой активности и накопленной внутренней энергии. Поэтому обеспечение стабильного структурно-фазового состояния в условиях облучения – это создание радиационно-стойкого материала, т.е. материала, устойчивого против охрупчивания, формоизменения, ползучести и распухания, материала малоактивируемого и не изменяющего изотопный и фазовый состав. Повышение радиационной стойкости возможно посредством направленного воздействия на формирование и поведение радиационных дефектов и продуктов ядерных превращений.

Табл. 4. Число пар Френкеля на одну падающую частицу, образующихся в различных материалах при облучении.

Рассмотрим, насколько реально регулирование процесса образования и накопления

дефектов и их поведением в эксплуатационных процессах.

Образование радиационных дефектов в значительной степени зависит от природы

облучаемого вещества, вида и энергетического спектра веществ частиц, бомбардирующих

твёрдое тело, пространственного распределения и энергии первично-выбитых атомов этой

частицей (табл. 4). При нейтронном облучении образуется большее количество дефектов

Френкеля, чем при облучении заряженными частицами, так как последние расходуют

значительную часть своей энергии на электростатическое взаимодействие с ионизованными атомами кристаллической решётки.

На процесс образования радиационных дефектов можно повлиять изменением энергии связи атомов, например путём легирования, и изменением энергии нейтрона. Снижение энергии нейтронов вызывает и снижение количества радиационных дефектов, и изменение типа продуктов ядерных реакций, т.к. большинство из них имеют пороговый характер. Поэтому в реакторах на тепловых нейтронах образование радиационных дефектов происходит медленнее, чем в реакторах на быстрых нейтронах.

Накопление продуктов ядерных реакций в основном определяется составом материала и изотопным составом атомов. Поэтому накопление тех или иных продуктов ядерных реакций можно регулировать выбором состава материала и изменением спектра нейтронов.

Эффективным методом уменьшения скорости образования точечных радиационных дефектов может явиться замена обычно применяемых кристаллических материалов на аморфные, так как отсутствие кристаллического строения исключает образование каскадов атом-атомных соударений вследствие отсутствия дальнего порядка в расположении атомов. Поэтому в аморфных материалах должна быть низкая скорость образования дефектов, и с этой точки зрения они являются перспективными конструкционными материалами.

Стадия накопления радиационных дефектов по мере увеличения флюенса представляется более управляемой, чем стадия их образования. Ограничим наше рассмотрение процесса накопления дефектов стадиями развития каскада (10-14-10-13 с) и первого этапа его релаксации вследствие спонтанной рекомбинации (10-13-10-11 с) разноимённых дефектов. Собственно накопление точечных дефектов определяется степенью разбаланса между скоростью образования дефектов и их аннигиляцией в процессе спонтанной рекомбинации. При определённом виде и интенсивности облучения накопление точечных дефектов определяется стадией спонтанной рекомбинации дефектов и их пространственным распределение в каскаде. Пространственное распределение дефектов в каскаде таково, что плотность вакансий выше внутри (обеднённая зона), а плотность междоузельных атомов – на периферии каскада. Созданное пространственное распределение дефектов является определяющим с точки зрения влияния радиационных повреждений на свойства облучённых материалов. На степень накопления дефектов определённое влияние оказывает природа металлов и их кристаллическая структура. При одинаковых гомологических температурах в ОЦК- и ГПУ - металлах энергии миграции вакансий меньше, чем в ГЦК - металлах (например, при комнатной температуре в α-Fe EV m=0,5-1,3 эВ γ-Fe EV m=1,0-1,6 эВ), что определяет более интенсивную спонтанную рекомбинацию дефектов в ОЦК- и ГПУ- металлах. Кроме того, в ГПУ – кристаллах обнаружена тенденция к схлопыванию каскадов, т.е. к коллективной мгновенной рекомбинации дефектов.

Общее число движущихся атомов и общее число дефектов при наличии тяжёлой примеси снижается, поскольку эта примесь поглощает энергию, расходуя её в большей степени не на смещения, а на колебания. Кроме того, тяжёлые атомы способствуют увеличению генерации междоузельных атомов в центре и понижению их количества на периферии каскадной области. В результате тяжёлые легирующие атомы будут изменять условия мгновенной рекомбинации и приводить к уменьшению размеров каскада по сравнению с каскадом в нелигированном металле. Лёгкие атомы оказывают незначительное влияние на количество и распределение радиационных дефектов. Роль легирующих добавок (и лёгких и тяжёлых) на развитие каскада и мгновенную рекомбинацию дефектов повышается с увеличением температуры облучения. Однако повышение температуры оказывает влияние на следующей, диффузионной стадии рекомбинации точечных дефектов – на стадии их перераспределения.

Диффузионная релаксация радиационных дефектов – наиболее важный и управляемый этап эволюции дефектов, их поведения. На этой стадии идёт взаимная рекомбинация вакансий и междоузельных атомов, поглощение дефектов стоками, образование кластеров и более крупных скоплений дефектов, комплексов дефектов с примесными атомами. Типичная кластерная структура облучённого материала представлена на рис. 7. Скопления точечных дефектов и дислокационные петли – типичные вторичные радиационные дефекты, параметры которых (размеры, плотность, распределение) зависят от природы и состава материалов, температурного поля и параметров облучения.

Аннигиляция дефектов за счёт взаимной рекомбинации и ухода на стоки усиливается по мере увеличения температуры облучаемого материала. В результате снижается концентрация дефектов в кристаллической решётке, т.е. происходит их отжиг. Степень полного восстановления исходного состояния облучённого материала зависит от типа и энергии бомбардирующих частиц, определяющих концентрацию выживших дефектов, и от присутствия примесей, стабилизирующих дефекты. Полное восстановление исходного состояния наиболее легко достижимо при радиационном отжиге, т.е. при высокотемпературном облучении материала, предварительно облучённого при низкой температуре.

Стоками радиационных дефектов могут быть дислокации (включая петли), поры, границы зёрен и раздела фаз, другие протяжённые дефекты структуры. Значительное влияние на концентрацию стабильных радиационных дефектов оказывают легирующие элементы и примеси. Это влияние проявляется через изменение энергии межатомной связи, т.е. энергии активации образования и миграции точечных дефектов, через влияние эффективности стоков, а также путём прямого взаимодействия с дефектом.

Наиболее эффективным этапом повышения радиационной стойкости материалов является влияние на поведение радиационных дефектов в процессе диффузионной стадии релаксации. На этой стадии возможно усиление взаимной рекомбинации дефектов и их ухода на стоки, торможение образования скоплений дефектов, которые оказывают наибольшее влияние на изменение свойств облучаемых материалов.

Рис. 7. Типичный вид дислокационных петель (а) и пор (б) в облучённых металлах.

Радиационное упрочнение

Радиационное упрочение представляет явление существенного увеличения прочностных характеристик материала при нейтронном облучении, обусловленное влиянием радиационных дефектов и их скоплений на движение дислокаций. Влияние дефектов на дислокации проявляется в том, что, находясь внутри зерна, дефекты являются центрами закрепления дислокаций и снижают эффективность действия дислокационных источников. Кроме того, дефекты представляют собой барьеры, препятствующие движению дислокаций. В результате облучение приводит к значительному сокращению способности материала к пластическому деформированию и изменению степени деформационного упрочнения. Во время облучения наряду с упрочнением за счёт введения радиационных дефектов одновременно могут протекать процессы упрочнения вследствие старения или разупорядочения из-за укрупнения существовавшей упрочняющей фазы в исходном материале. После больших флюенсов облучения радиационное облучение следует рассматривать как суммарный эффект от различных упрочняющих эффектов.

Рис. 8. Изменение предела прочности (1), предела текучести (2), ударной вязкости и относительного удлинения (4) хромоникелевой стали в зависимости от флюенса нейтронов (Тобл=80 о С).

Эффект радиационного упрочнения появляется после инкубационного периода,

Соответствующего небольшому (для стали 5*1020 м-2) флюенсу и достигает насыщения при флюенсе несколько выше (3-5)*1022 м-2. При этом повышается модуль упругости, предел прочности и текучести и снижаются пластические свойства. Одновременно повышается температура, при которой материалы переходят из хрупкого в пластическое. Эти изменения обычно накапливаются с ростом флюенса нейтронов, причём скорость накопления их постепенно затухает (Рис.8).

С ростом энергии нейтрона эффект радиационного упрочнения увеличивается, а с

увеличением температуры обучаемого материала выше 0,25Тпл снижается и при T>0,6Тпл практически отсутствуют. Периодический нагрев материала до высоких температур может явиться эффективным средством устранения радиационного упрочнения. Эффект радиационного упрочнения зависит от элементного состава и структурного состояния конструкционного материала настолько, что в отдельных случаях вследствие процессов «перестраивания», или радиационного отжига дефектов, введённых предварительным деформированием, предел прочности материала при облучении уменьшается. Тем не менее примеси внедрения типа C, N2, O2 усиливают радиационное упрочнение Fe, V, Nb, Ni и других металлов. С точки зрения исключения резкого изменения прочностных характеристик при облучении важно контролировать состав примесей внедрения.

Радиационное упрочнение металлов – явление в целом не отрицательное, а

положительное. Однако в условиях облучения упрочнение наблюдается на фоне снижения

пластичности, т.е. происходит радиационное охрупчивание материалов.

Радиационное охрупчивание

Применительно к металлам, сложнолегированным сплавам и коррозионно-стойким

сплавам различают радиационное охрупчивание низкотемпературное и высокотемпературное. Низкотемпературному радиационному охрупчиванию подвержены все металлы и стали, особенно с ОЦК кристаллической решёткой в определённом интервале температур. При этом в процессе облучения значительно снижается относительное удлинение, повышается температура перехода из хрупкого состояния в вязкое. В стали низкотемпературное охрупчивние при нагреве выше 230оС понижается, а при температурах выше 450оС практически не изменяется, т.е. в процессе высокотемпературного отжига эффект обратим. Отрицательная роль примесей состоит в образовании зернограничных сегрегаций и уменьшении энергии границ зёрен. В результате облегчаются условия для образования и развития зёрнограничных трещин, основной причины низкотемпературного охрупчивания. В качестве борьбы с эффектом используется рафинирование стали, т.е. уменьшение содержания вредных примесей путём плавки в вакууме, легирования как с целью удержания вредных примесей внутри зерна в виде соединений, так и вывода их из слитка.

Высокотемпературному радиационному охрупчиванию подвержены тугоплавкие

металлы, коррозионно-стойкие стали и никелевые сплавы при температурах выше 0,45Тпл. Особенностями этого эффекта являются: отсутствие связи с радиационным упрочнением и необратимый характер падения пластичности. Охрупчивание проявляется в виде зёрнограничного разрушения и поэтому свойственно поликристаллам, зависит от энергетического спектра нейтронов (чувствительностью к тепловым нейтронам) и флюенса нейтронов. С увеличением флюенса снижается температурная граница начала охрупчивания.Структурное состояние металла проявляется в том, что эффект усиливается (пластичность падает) по мере укрупнения зерна

Одна из основных причин нарушения баланса прочности между телом зерна и границами зёрен – гелий, образующийся под облучением по (n, α)- реакции на Fe, Ni, Cr, N, B и других элементах. Накапливаясь в облученном материале и взаимодействуя с радиационными дефектами и примесями в веществе, гелий образует легкоподвижные комплексы и пузырьки, как в теле зерна, так и по границам. Наибольшее влияние на охрупчивание гелий оказывает в случаях образования пузырьков или клиновидных трещин по границам зёрен, а рост и коагуляция пузырьков (или трещин) приводит к относительному ослаблению границ. Роль гелия зависит от напряжённого состояния материала. При низких напряжениях гелий стабилизирует зародыши пор (скопления вакансий), а при высоких способствует образованию и росту клиновидных трещин.

Наиболее эффективными способами борьбы с высокотемпературным охрупчиванием могут быть: измельчение зерна, т.е. увеличение площади границ зёрен; легирование для создания дисперсных выделений внутри зерна (как мест закрепления гелия и продуктов ядерных реакций, продуктов строения материала; механико-термическая и термомеханические обработки.

Радиационное распухание материала (свеллинг)

Распухание, т.е. увеличение объёма и уменьшение плотности материала в результате облучения высокоэнергетическими частицами, обусловлено различной подвижностью радиационных точечных дефектов, приводящей к избытку вакансий и образованию их скоплений в виде пор в объёме облучаемого материала. Процесс распухания чувствителен к условиям облучения и зависит от вида, флюенса и интенсивности потока частиц, температуры и структурно-фазового состояния облучаемого материала. Распухание начинается после определённого инкубационного периода, в течение которого материал не распухает, и увеличивается с ростом флюенса частиц.

Рис. 9. Зависимость относительного объёма пор в реакторных аустенитных сталяхAISI 304 и 316 от интегрального потока нейтронов (E>0,1 МэВ) при температуре максимума распухания (а) и от температуры облучения при Ф=5*1026 м-2 (б)

Инкубационный уровень флюенса у чистых металлов (для Ni – это Ф=4*1021) м-2 меньше, чем у сплавов (для стали 1026 м-2); зависимость распухания от температуры имеет сложный характер с максимумом при (0,4 – 0,45)Тпл, причём распухание установлено в широком интервале температур от 0,25 до 0,55Тпл (Рис. 9б) . При больших флюенсах и высоких температурах возникает второй максимум распухания (Рис.10 ).

Рис.10. Температурная зависимость распухания чистого Nb и сплава Nb-1% Zr, облучённого ионами Ni+ (а), и отожжённой стали 316 (б), облучённой в реакторе до Ф=8*1026 м-2 (E>0,1 МэВ) (1) и 1,3*1027 м-2 (E>0,1 МэВ) (2)

Распухание усиливается с ростом растягивающих напряжений σ в упругой области по зависимости:

ΔV/V=(ΔV/V)0(1+pσ)

где (ΔV/V)0 – распухание ненапряжённого материала; р – константа. При увеличении

напряжений до σ>σ0,2 вследствие возрастания плотности дислокаций как стоков дефектов распухание уменьшается.

Процесс распухания существенно зависит от присутствия в материале газообразных продуктов ядерных реакций, например гелия, так как газ стабилизирует зародыши пор, уменьшая их критические размеры, увеличивает плотность мест зарождения пор.

Пути снижения распухания конструкционных материалов касаются условий облучения и изменения структурного состояния материалов легированием, механической и термической обработками. При выборе основы сплава предпочтение следует отдавать мелкозернистым

металлам с ОЦК кристаллической решёткой. Важно выбрать элементный состав сплава с малым выходом (n,α) реакции на всех элементах сплава.

Легирование должно содействовать измельчению зерна, уменьшению содержания гелия, примесей внедрения, обеспечивать условия максимальной аннигиляции радиационных дефектов. Этому способствует введение в сплав элементов с атомным радиусом, меньшим радиуса основных атомов. Например, в сталях и никеле положительную роль играют легирующие добавки бериллия и кремния, атомы которых, находясь в растворе, способствуют притяжению междоузельных атомов, препятствуя тем самым образованию петель междоузельных атомов, и ускоряют рекомбинацию дефектов. Легирующие добавки с размером атома большим, чем радиус матричного атома, захватывают и удерживают в растворе вакансии, препятствуя росту пор. Таким образом действуют Al, Ti и Мо, растворённые в никеле, но их действие менее эффективно, чем кремния и бериллия.

Легирующие элементы влияют на распухание и через изменение энергии дефекта

упаковки, поверхностной энергии, коэффициентов диффузии дефектов и компонентов сплава. Например, чем больше различие в парциальных коэффициентах диффузии компонентов, тем меньше распухание. Весьма эффективна совместная добавка Si и Ti в аустенитную сталь.

Распухание максимально у металлов с d- электронной оболочкой, заполненной менее, чем наполовину (при 2, 3 и 5 электронах на d – оболочке), что свидетельствует о влиянии электронного состояния в металлах на поведение радиационных дефектов.

Положительную роль в подавлении распухания играют малые количества примесей

внедрения. Они оказывают влияние на распределение и концентрацию точечных дефектов, изменяют равновесную концентрацию вакансий. Так, с ростом атомной концентрации фосфора свыше 0.05% распухание начинает заметно снижаться. Некоторое снижение распухания наблюдается с введением в стали бора с атомной концентрацией 0,005%, однако в состаренных сталях эффект обратный.

Примеси внедрения при оптимальной концентрации способствуют ускорению рекомбинации вакансий и примесных атомов, отравляют поры как стоки вакансий, дислокационные петли и дислокации, тормозя перемещение последних. К числу малораспухающих относятся ферритные и ферритно-мартенситные коррозионно-стойкие стали, сплавы тугоплавких ОЦК –металлов, сплавы ГПУ – металлов.

Радиационная ползучесть

В условиях облучения происходит ускорение обычной (термической) ползучести

нагруженных конструктивных элементов ЯЭУ, приводящей к их формоизменению: удлинению и изгибу. Важную роль радиационная ползучесть играет при относительно низких температурах (менее 0,45Тпл), причём при температуре 0,5Тпл и выше основную роль уже играет термическая ползучесть. Весьма нежелательные последствия в формоизменении конструктивных элементов ЯЭУ могут произойти в результате совместного действия распухания и ползучести. Как видно на рис.11,шестигранный чехол ТВС реактора на быстрых нейтронах увеличивается в размере и грани его выгибаются.

Рис.11.Совместное действие радиационной ползучести и распухания, приводящее к формоизменению оболочки ТВС

Следствием радиационно-ускоренной ползучести является существенное снижение (в отличие от кратковременной ползучести) длительной прочности материалов под действием облучения. Радиационная ползучесть происходит в результате скольжения и переползания дислокаций. Роль облучения проявляется двояко. С одной стороны, радиационные дефекты и их скопления тормозят движение дислокаций. С другой стороны, точечные радиационные дефекты способствуют переползанию краевых дислокаций, ускоряя деформацию. Вклад радиационных дефектов в ускорение ползучести является более существенным, чем в замедление через торможение движения дислокаций. Методы уменьшения радиационной ползучести аналогичны путям снижения распухания, основанным на легировании сплава (стали) с целью получения твёрдых растворов (замещения и внедрения), формирования равномерного распада твёрдого раствора и распределения дисперсных частиц второй фазы, измельчения зерна и регулирования уровня вредных примесей.

Радиационный рост

Под явлением радиационного роста понимается анизотропное изменение размеров

кристаллов в условиях облучения без приложения внешней нагрузки. Явление радиационного роста свойственно анизотропным материалам, например, урану, цирконию, графиту, при больших флюенсах и материалам с кубической решёткой, например коррозийонно-стойкой стали. Зависимость радиационного роста металлов от флюенса носит сложный характер, свидетельствующий о смене механизма роста в увеличением флюенса. Кроме того, в процессе облучения релаксация макронапряжений в холоднодеформированных образцах, изменение плотности металла в начальный момент облучения, что оказывает влияние на развитие радиационного роста. При высокой температуре монокристалл растёт интенсивнее поликристалла. ГПУ металлы, например цирконий, удлиняются вдоль оси а и сокращаются вдоль оси с.

Методы борьбы с радиационным ростом, обусловленным накоплением точечных

дефектов вследствие образования отдельных пар Френкеля, должны включать объединение и исключать разъединение потоков вакансий и междоузельных атомов. Это возможно увеличением подвижности вакансий, например, путём поднятия температуры облучаемого металла или снижением подвижности междоузельных атомов (удержанием их в решётке), например, путём легирования элементами с атомным радиусом, меньшим матричного.

Структурно-фазовые изменения (радиационно-стимулированная диффузия)

Образование в облучённых материалах точечных радиационных дефектов, и прежде всего вакансий, переводит материал как термодинамическую систему в новое состояние – более или менее стабильное относительно существующего метастабильного состояния. Роль облучения проявляется в интенсификации процессов диффузии вследствие образования точечных дефектов, снижающих энергию активации диффузии, в насильственном перемещении атомов в кристаллической решётке вследствие атом-атом столкновений (атомов отдачи), в изменении элементного состава за счёт ядерных реакций. Например, переход сплава метастабильное состояние может произойти в результате разрушения частиц второй фазы в каскаде атом- атомных столкновений, приводящего к уменьшению её радиуса до величины менее критической при данных условиях.

В зависимости от условий облучения ускорение диффузии может составлять несколько порядков. Данные по диффузии меди в алюминии (Табл.5 ) свидетельствуют, что основное изменение коэффициента диффузии происходит при относительно низкотемпературном облучении (<0,3Tпл); высокотемпературное облучение (>0,5Тпл) не влияет на диффузию в металлах.

Табл. 5. Радиационно-стимулированная диффузия Cu в Al при облучении нейтронами

(>1,0 МэВ).

При облучении протекают радиационно-ускоренные процессы, например распад твёрдых растворов, упорядочение, рост зародышей второй фазы, и радиационно-индуцированные процессы, например сепарация и сегрегация элементов, образование второй фазы, формоизменение (через растворение) частиц второй фазы, разупорядоточение, в основе которых лежат диффузионные процессы. В результате роль облучения проявляется при образовании атомных скоплений, растворении и формоизменения второй фазы, распаде старых и образовании новых соединений, упорядочении-разупорядоточении и в других случаях.

Снижение энергии бомбардирующих частиц их интенсивности и флюенса будут

способствовать уменьшению дестабилизации структуры, исключая образование дефектов типа обеднённой зоны непосредственно в каскаде. Методами легирования возможно торможение развития каскада и, следовательно, снижение количества радиационных дефектов, возможно усиление их рекомбинации. Стабильность выделений частиц второй фазы может быть обеспечена торможением процесса их растворения вследствие выброса атомов (атомов отдачи) через границу раздела, частичного разупорядочения цепочками замещающих соударений и радиационно-стимулированной диффузии. Наиболее эффективным воздействием на диффузионные процессы является легирование сплава элементами, увеличивающими энергию связи атомов. В этом случае стабильность фазового и структурного (упорядочение) состояний можно несколько повысить.

Учебник «Физическое материаловедение» представляет собой 6-томное издание учебного материала по всем учебным дисциплинам базовой материаловедческой подготовки, проводимой на 5–8 семестрах обучения студентов по кафедре Физических проблем материаловедения Московского инженерно-физического института (государственного университета).
Том 4 содержит описание основных закономерностей взаимодействия излучения с твердым телом, физики прочности и радиационных повреждений, свойств материалов и моделирования физических процессов, изложенных в главах «Физические основы прочности», «Взаимодействие излучения с веществом», «Радиационная физика твердого тела», «Моделирование в материаловедении» и «Физические основы компьютерного проектирования материалов».
Учебник предназначен для студентов, обучающихся по специальности «Физика конденсированного состояния», и аспирантов, специализирующихся в области физики конденсированных сред и материаловедения, и может быть полезен молодым специалистам в области физики металлов, твердого тела и материаловедения.

Предел прочности.
После прохождения точки s на диаграмме растяжения в образце развивается интенсивная пластическая деформация. До точки b (см. рис. 11.4) рабочая часть образца сохраняет первоначальную форму. Удлинение здесь равномерно распределяется по расчетной длине. В точке b эта макроравномерность пластической деформации нарушается. В какой-то части образца, обычно вблизи концентратора напряжений, который был уже в исходном состоянии или образовался при растяжении, начинается локализация деформации. Ей соответствует местное сужение поперечного сечения образца - образование шейки.

Возможность значительной равномерной деформации и оттягивание момента начала образования шейки в пластичных материалах обусловлены деформационным упрочнением. Если бы его не было, то шейка начала бы формироваться сразу же по достижении предела текучести. Дело в том, что скольжение, как и любой реальный физический процесс, начинается не везде одновременно, а в тех или иных сечениях образца, характеризующихся случайным наличием концентраторов напряжения. Если деформационное упрочнение мало, в течение некоторого времени может не быть достаточных причин для распространения скольжения на соседние сечения образца, в результате чего площадь этого сечения станет меньше площади соседних сечений, и сдвиговое напряжение в нем соответственно увеличится, способствуя дальнейшему продолжению скольжения именно в этом сечении. Если же деформационное упрочнение велико, переход скольжения из первоначального сечения в соседнее происходит до проявления сколько-нибудь значимой локализации деформации в первоначальном сечении, и шейка не образуется.

ОГЛАВЛЕНИЕ
Основные условные обозначения
Предисловие к тому 4
Глава 11. ФИЗИКА ПРОЧНОСТИ МАТЕРИАЛОВ
11.1. Описание и характеристики процесса деформации
11.1.1. Основные понятия
11.1.2. Напряжения и деформации
11.1.3. Диаграмма растяжения: Характерные точки
11.1.4. Масштабные уровни описания процессов деформации
11.2. Упругость
11.2.1. Закон Гука для случая одноосной деформации
11.2.2. Закон Гука как результат взаимодействия соседних атомов
11.2.3. Закон Гука в обобщенном виде
11.2.4. Модули и коэффициенты упругости
11.2.5. Зависимость модулей упругости от различных факторов
11.3. Процессы пластической деформации
11.3.1. Кристаллографическое скольжение
11.3.2. Фактор Шмида
11.3.3. Необходимость введения дислокационных представлений
11.3.4. Начало пластической деформации
11.3.5. Повороты кристаллической решетки в результате пластической деформации скольжением
11.3.6. Взаимосвязь величин сдвиговой деформации и поворота решетки
11.3.7. Стадии деформационного упрочнения и этапы переориентации
11.3.8. Теории дислокационного упрочнения
11.3.9. Текстуры деформации и текстурное упрочнение
11.3.10. Двойникованне как механизм деформации
11.3.11. Анизотропное поведение листовых образцов при растяжении
11.3.12. Влияние границ зерен на деформацию поликристаллов
11.3.13. Особенности расчета кривых течения для поликристаллов
11.3.14. Возможные подходы к моделированию деформации поликристалла
11.3.15. Возникновение зуба текучести
11.3.16. Влияние температуры на деформацию поликристаллов
11.4. Ползучесть
11.4.1. Неупругая обратимая ползучесть
11.4.2. Логарифмическая ползучесть
11.4.3. Высокотемпературная ползучесть
11.4.4. Диффузионная ползучесть
11.4.5. Характеристики ползучести
11.5. Разрушение
11.5.2. Основные виды разрушения
11.5.2. Зарождение трещины
11.5.3. Критерий Гриффитса для роста хрупкой трещины
11.5.4. Критерий Гриффитса при учете пластической деформации вблизи вершины трещины
11.5.5. Связь характера разрушения со структурой материала
11.5.6. Температура хрупко-вязкого перехода и пути ее снижения
11.5.7. Схема Иоффе перехода из хрупкого в пластичное состояние
11.5.8. Особенности охрупчивания ОЦК металлов
11.5.9. Некоторые возможности методов физического металловедения при изучении процессов разрушения
11.6. Усталость металлических материалов
11.6.1. Общие характеристики явления
11.6.2. Особенности протекания пластической деформации при циклическом нагружении
11.6.3. Зарождение и распространение усталостных трещин
11.6.4. Влияние различных факторов на усталость
Контрольные вопросы
Глава 12. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ
Введение
12.1. Упругое взаимодействие двух тел
12.1.1. Характеристики, описывающие взаимодействие излучения с веществом
12.1.2. Способы описания упругого взаимодействия
12.1.3. Самопроизвольный распад частицы
12.1.4. Парные столкновения
12.1.5. Общее уравнение движения частиц
12.1.6. Примеры описания рассеяния в классическом случае
12.2. Виды потенциалов ионно-атомного взаимодействия
12.3. Приближенные методы описания рассеяния
12.3.1. Приближенные потенциалы и условия их выбора
12.3.2. Приближенные выражения для описания рассеяния
12.4. Основы рассеяния релятивистских частиц
12.5. Основы квантового описания рассеяния
12.6. Влияние кристаллической решетки на процессы упругого взаимодействия
12.6.1. Кооперативные эффекты при рассеянии квантовых частиц
12.6.2. Обратная решетка и ее основные свойства
12.6.3. Условия формирования дифракционного максимума
12.6.4. Структурный множитель интенсивности
12.6.5. Расчет амплитуды пучков, рассеянных на кристалле
12.6.6. Тепловые колебания атомов
12.6.7. Экстинкционная длина
12.6.8. Кооперативные эффекты при рассеянии классических частиц
12.7. Действие облучения на материалы
12.7.1. Образование элементарных радиационных дефектов
12.7.2. Анизотропия дефектообразования при малых энергиях первично-выбитого атома
12.7.3. Каскады атомных столкновений
12.7.4. Виды каскадов и их описание
12.7.5. Количественная оценка степени радиационного воздействия на материалы
Контрольные вопросы
Список использованной литературы
Глава 13. РАДИАЦИОННАЯ ФИЗИКА ТВЕРДОГО ТЕЛА
Введение
13.1. Особенности облучения нейтронами делящихся материалов
13.2. Радиационный рост материалов
13.2.1. Закономерности радиационного роста монокристаллов, изотропного и текстурированного поликристаллического урана
13.2.2. Представления о причинах радиационного роста
13.2.3. Радиационный рост конструкционных материалов
13.3. Распухание материалов
13.3.1. Явление газового распухания топливных материалов
13.3.2. Распухание топлива, обусловленное твердыми продуктами деления
13.3.3. Вакансионное распухание металлических сплавов под действием облучения
13.4. Радиационно-индуцированные превращения и ускоренные процессы
13.4.1. Явление радиационной гомогенизации сплавов урана
13.4.2. Аморфизация сплавов под облучением
13.4.3. Сегрегация элементов в сплавах при облучении
13.4.4. Радиационно-индуцированная сепарация атомов в сплавах
13.4.5. Упорядочение и разупорядочение сплавов под облучением
13.4.6. Радиационно-ускоренная диффузия
13.5. Радиационное упрочнение и охрупчивание
13.5.1. Влияние условий облучения на упрочнение
13.5.2. Низкотемпературное радиационное охрупчивание
13.5.3. Особенности влияния облучения на механические свойства
13.5.4. Высокотемпературное радиационное охрупчивание материалов
13.6. Радиационная ползучесть материалов
13.6.1 Закономерности радиационной ползучести
13.6.2. Механизмы радиационной ползучести
13.7. Релаксация напряжений в материалах при облучении
13.8. Радиационная эрозия поверхности
13.8.1. Распыление материалов
13.8.2. Радиационный блистеринг
13.8.3. Эрозия вследствие униполярных дуг
Контрольные вопросы
Список использованной литературы
Глава 14. ОСНОВЫ КОМПЬЮТЕРНОГО МОДЕЛИРОВАНИЯ В КОНДЕНСИРОВАННЫХ СРЕДАХ
14.1. Задачи компьютерного моделирования
14.1.1. Различные типы вычислительного эксперимента
14.1.2. Моделирование на основе микроскопических процессов в конденсированной среде
14.1.3. Моделирование макроскопических процессов в конденсированной среде
14.1.4. Основные методы решения задач моделирования
14.2. Примеры математических моделей макроскопических процессов
14.2.1. Примеры моделей на основе закона сохранения энергии
14.2.2. Свойства моделей теплопередачи
14.2.3. Автомодельные решения модели нелинейной теплопроводности
14.2.4. Задача о фазовом переходе. Задача Стефана
14.2.5. Компьютерное моделирование воздействия на поверхность материала мощным ионным пучком
14.3. Моделирование на основе микроскопических процессов
14.3.1. Метод молекулярной динамики
14.3.2. Вариационный метод
14.3.3. Метод Монте-Карло
14.4. Фракталы и фрактальные структуры
14.5. Вейвлет-анализ. Применение к обработке изображений
Контрольные вопросы
Список использованной литературы
Глава 15. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ КОМПЬЮТЕРНОГО ПРОЕКТИРОВАНИЯ МАТЕРИАЛОВ
15.1. Мольный термодинамический потенциал Гиббса двухфазной двухкомпонентной системы
15.2. Система уравнений равновесия двух фаз в двухкомпонентных системах
15.3. Фазовые диаграммы в различных координатах
15.4. Различные трактовки системы уравнений равновесия двух фаз
15.4.1. Физическая трактовка
15.4.2. Геометрическая трактовка
15.4.3. Химическая трактовка
15.5. Разделение задачи на две
15.6. Термодинамическая теория фазовых переходов 1-го рода чистых компонентов состояние
15.7. Феноменологический метод описания фазовых переходов 1-го рода чистых компонентов
15.8. Методы расчета параметров стабильности чистых компонентов
15.9. Определения структуры, фазы
15.10. Инвариантность решений системы уравнений фазового равновесия
15.11. Инвариантность термодинамических функций смешения
15.12. Обобщение правила равенства площадей Максвелла
15.12.1. Обобщение правила равенства площадей Максвелла на случай расслоения
15.12.2. Обобщение правила равенства площадей Максвелла на случай равновесия двух неизоморфных растворов
15.13. У-алгоритм расчета кривой расслоения на Т-х фазовой диаграмме
15.14. У-алгоритм расчета равновесия двух неизоморфных растворов на Т-х фазовой диаграмме
15.15. Пример применения У-алгоритма к расчету фазовой диаграммы системы Al-Si
15.16. Уравнения для одно/двухфазных типа а/а+β фазовых границ Т-х, р-х диаграмм состояний в дифференциальных формах
15.17. О непрерывности энтальпии, энтропии, объема и химических потенциалов компонентов на а/а+β и β/а+β фазовых границах Т-х диаграммы состояния
15.17.1. О непрерывности функций смешения (энтальпии смешения, энтропии смешения, объема смешения) на а/а+β и β/а+β фазовых границах Т-х диаграммы состояния
15.18. Одно двухфазные а/а+β или β/a+β фазовые границы Т-р-х диаграмм состояний двухкомпонентных систем как поверхности скачков всех вторых производных от равновесной мольной энергии Гиббса системы
15.18.1. Уравнения для скачков концентрационного наклона энтропии и парциальных энтропий компонентов
15.18.2. Уравнение для скачка изобарической теплоемкости
15.18.3. Уравнения для скачков концентрационного наклона объема и парциальных объемов компонентов
15.18.4. Уравнение для скачка изотермической сжимаемости
15.18.5. Уравнение для скачка объемного коэффициента термического расширения
15.18.6. Уравнения для скачков парциальных энтальпий компонентов
15.19. Обобщенные соотношения Эренфеста на а/а+в фазовых границах Т-р-х диаграмм состояния бинарных систем
15.19.1. Непрерывность гессиана и его алгебраических дополнений от энергии Гиббса по его аргументам на а/а+в фазовой границе Т-р-х диаграммы состояния
15.19.2. Обобщенные соотношения Эренфеста
15.20. Интегральные изобарическая теплоемкость, изотермическая сжимаемость, коэффициент термического расширения двухфазных двухкомпонентных сплавов
15.21. Анализ трехфазных равновесий в двухкомпонентных системах. Расчет энтальпии трехфазной реакции Т-р-х диаграммы состояния
15.22. Прямые и обратные задачи
15.23. Термодинамический подход к компьютерному проектированию стабильных многослойных материалов
Контрольные вопросы
Список использованной литературы
Предметный указатель.

Бесплатно скачать электронную книгу в удобном формате, смотреть и читать:
Скачать книгу Физическое материаловедение, Том 4, Физические основы прочности, Радиационная физика твердого тела, Компьютерное моделирование, Калин Б.А., 2008 - fileskachat.com, быстрое и бесплатное скачивание.