Радиационно устойчиви материали

Физика

Формирането на ядрената енергия навремето изискваше създаването на цял голям слой наука за материалите. Ако вземем ядрен реактор, тогава в допълнение към стандартните проблеми на якостта по време на нагряване, към всеки материал ще бъдат добавени изисквания за определено взаимодействие с радиационните потоци вътре в реактора. Свойствата на взаимодействие с неутроните се оказват най-важни - както от гледна точка на неутронната физика на целия реактор (този структурен метал поглъща ли неутрони? Забавя? Отразява? Активира?) И от гледна точка на на самия материал. Какво се случва в даден материал, когато е изложен на радиация?

Тест за разрушаване на облъчена проба в "гореща камера". ORN Lab.

• Бързите частици "разбиват" решетката, карайки материалните атоми да ги прескачат. Това води до намаляване на пластичността и увеличаване на крехкостта.
• Неутроните могат да бъдат абсорбирани от различни атоми, което ги кара да се трансформират в по-тежък елемент (напр. Fe56 + и -> Mn57). Най-често полученият изотоп е радиоактивен и след известно време се разпада. Така се активира материалът – той се насища с радиоактивни изотопи
• Тези радиоактивни изотопи могат да се разпаднат, за да образуват алфа частица. Алфа частиците не напускат материята, а се рекомбинират в хелий. Хелият се натрупва вътре в материала, което го кара да се подува и напуква. Подобни процеси (в по-малък мащаб) протичат при натрупването на водород, който се образува при разпада на неутроните.
• За много бързи падащи неутрони е възможен директен колапс на атом от структурен материал с образуването на много фрагменти и силно радиоактивен остатък.
• Активирането на материала води до промяна в неговия химичен състав и различни корозионни процеси. Особено трудно е в местата на заваряване и кръстовища.

Набъбване на проба от неръждаема стомана под въздействието на неутрони

Универсална мярка за това докъде стигат тези разрушителни процеси е стойността на s.n.a. - измествания на атом (или dpa в английската литература). Това означава колко акта на взаимодействие с радиация ще има средно за всеки атом. Характеристиките на ядрените реактори са от 5 до 60 s.n.a.

Очаквано радиационно увреждане на преградата на реактора ВВЕР-1000 в d.s.a.

Влияние на условията на реактора върху различни видове стомана. EI/ChS - специални реакторни стомани.

Учените по материали са измислили много сплави, стомани и неметални материали за работа в такива условия. Между другото, те често се отличават с луда точност на състава, говорим за точност до 0,01% от съдържанието на добавки. Днес 60 с.н.а. е границата за съвременните ядрени материали и такива материали също са ограничени по отношение на работната температура и не могат например да се използват в горещи бързи реактори.

Циркониеви сплави с различно съдържание на кислород и желязо. Моля, имайте предвид, че обхватът на допустимите стойности на добавките е ~500 ppm, т.е. 0,05%

Въпреки това, за бъдещи бързи реактори на делене и за термоядрени реактори са необходими материали, които могат да издържат до 150 (и за предпочитане до 300) s.n.a. без разрушаване, а в случай на синтез да стои не просто в неутронен поток, а в поток от свръхенергийни неутрони. Между другото, един от основните проблеми на този раздел на материалознанието е бавното натрупване на вредни дози - 20 s.n.a годишно в най-добрите реактори, т.е. за да получите 160 s.a., е необходимо да оставите сглобката в реактора 8 години.

Перспективни реакторни материали и програмата за тяхното облъчване в реактор БОР-60.

За да се създадат и тестват материали за бъдещи термоядрени реактори, са необходими специфични източници на термоядрени неутрони. Тук не са подходящи нито изследователски ядрени реактори с висок поток, нито разцепващи (ускорителни) инсталации. Поради това през 2000-те години Европа и Япония приеха програма за създаване на специална изследователска лаборатория IFMIF/EVEDA за тестване на съвременни материали.

Схема IFMIF/EVEDA

И планът на сградата. Намерете човек в тази "лаборатория".

Съоръжението IFMIF се състои от два малки, но силнотокови ускорителя на дейтрони (деутериеви йони) до енергия от около 40 MeV и литиева мишена (а именно изливащ се поток от течен литий с дебелина 25 mm). Ускорителят е доста уникален с висок изходен ток (125 mA) в постоянен (а не импулсен) режим. Ускорителят се състои от традиционни елементи - плазмен йонен източник, фокусиращи системи (LEBT, MEBT, HEBT), радиочестотен ускорителен модул с електродинамично задържане на йони (RFQ) и радиочестотен ускорителен модул с електромагнитно задържане с резонаторни кухини (SRF Linac) .

IFMIF ускорител, неговите елементи и разработчици.

Ускорените дейтрони от два еднакви ускорителя взаимодействат с литий съгласно реакцията D + Li -> 2He + n. В този случай полученият неутрон е много подобен на термоядрен по своята енергия. Между другото, литиевата мишена също е доста уникален дизайн, който почиства лития от продуктите на делене и образува мишена-завеса.

Схема на литиева цел...

... и неговия прототип в реален размер!

Получените неутрони пристигат в тестовия обем, който има камери с различни мощности на неутронния поток. В камерата с най-висок интензитет (само половин литър обем, което въпреки това позволява много малки проби да бъдат тествани едновременно) се създава поток от 10^18 n * sec / cm^2 - това е 200 пъти повече, отколкото в най-високата проточни ядрени реактори. Има и камери с по-нисък интензитет, които обаче дават възможност за тестване на цели експериментални конструкции с охлаждаща течност и др.

Спектрална мощност на неутронния поток в усъвършенствания термоядреен реактор DEMO и лабораторията IFMIF.

Втората част на лабораторията (EVEDA) са горещи камери за всякакви изследвания какво се е случило с облъчените проби, как са се променили техните механични, физични и химични свойства.

Облъчващи камери IFMIF/EVEDA В центъра HFTM мощността на дозата на бързите неутрони ще бъде 60 dpa на година.

Примерни материали за тестване в IFMIF. Общо до 1000 от тези проби могат да бъдат заредени в камерата с висок поток.

И за такива горещи камери за изследване на облъчени проби.

В момента се извършва монтаж и поетапно пускане на оборудването (така че - "главата" на ускорителя, източникът на йони вече се тества напълно в работни режими). Оборудването на завода е произведено от европейски и японски организации.

Сградата, в която се намира IFMIF/EVEDA в Рокашо, Япония.

След стартирането на лабораторията през 2017 г. ще започнат интензивни изследвания на обещаващи материали за първата стена, одеяло и други елементи на TNR, "живеещи" в най-трудните радиационни изследвания. Може би точно тук обещаващи материали като ванадиево-титанови сплави или силициев карбид SiC ще преминат от обещаващи към одобрени. Ако характеристиките им се окажат близки до очакваните, тогава индустриалните токамаци могат да станат забележимо по-близки и много от „хартиените“ концепции на реактори за ядрено делене (например реактор с пътуваща вълна) ще станат възможни.

Учебникът "Физическо материалознание" е 6-томно издание на учебни материали по всички академични дисциплини от основното обучение по материалознание, проведено в семестри 5-8 на студенти в катедрата по физически проблеми на материалознанието на Московския инженерно-физически институт ( Държавен университет).
Том 4 съдържа описание на основните закономерности на взаимодействието на радиация с твърдо тяло, физиката на якостта и радиационното увреждане, свойствата на материалите и моделирането на физичните процеси, изложени в главите "Физични основи на якостта", „Взаимодействие на радиация с материя“, „Радиационна физика на твърдо тяло“, „Моделиране в материалознанието“ и „Физически основи на компютърното проектиране на материали“.
Учебникът е предназначен за студенти от специалност "Физика на кондензираната среда" и специализанти по физика на кондензираната среда и материалознание и може да бъде полезен на млади специалисти в областта на физиката на металите, твърдото тяло и материалознанието.

Издръжливост на опън.
След преминаване на точката s от диаграмата на опън в пробата се развива силна пластична деформация. До точка b (виж фиг. 11.4) работната част на образеца запазва първоначалната си форма. Удължението тук е равномерно разпределено по ефективната дължина. В точка b тази макроравномерност на пластичната деформация е нарушена. В част от пробата, обикновено в близост до концентратора на напрежение, който вече е бил в първоначалното състояние или се е образувал по време на напрежение, започва локализирането на деформацията. Съответства на локалното стесняване на напречното сечение на пробата - образуването на шийката.

Възможността за значителна равномерна деформация и забавяне на момента на образуване на шия в пластмасовите материали се дължи на деформационно закаляване. Ако не беше там, тогава шийката щеше да започне да се образува веднага след достигане на границата на провлачване. Факт е, че плъзгането, както всеки реален физически процес, не започва навсякъде по едно и също време, а в определени участъци от пробата, характеризиращи се със случайно присъствие на концентратори на напрежение. Ако деформационното втвърдяване е малко, за известно време може да няма достатъчно причини за разпространението на плъзгане към съседни секции на пробата, в резултат на което площта на тази секция ще стане по-малка от площта на съседната участъци и напрежението на срязване в него ще се увеличи съответно, допринасяйки за по-нататъшното продължаване на плъзгането в този конкретен участък. Ако, от друга страна, деформационното утвърдяване е голямо, плъзгащият преход от началния участък към съседния настъпва преди да се появи значителна локализация на деформация в началния участък и не се образува шийка.

СЪДЪРЖАНИЕ
Основни конвенции
Предговор към том 4
Глава 11. ФИЗИКА НА СЪПЪЛНОСТТА НА МАТЕРИАЛИТЕ
11.1. Описание и характеристики на процеса на деформация
11.1.1. Основни понятия
11.1.2. Стрес и напрежение
11.1.3. Диаграма на разтягане: Характерни точки
11.1.4. Мащабни нива за описание на деформационните процеси
11.2. Еластичност
11.2.1. Закон на Хук за случай на едноосна деформация
11.2.2. Законът на Хук като резултат от взаимодействието на съседни атоми
11.2.3. Законът на Хук в обобщен вид
11.2.4. Модули и коефициенти на еластичност
11.2.5. Зависимост на еластичните модули от различни фактори
11.3. Процеси на пластична деформация
11.3.1. Кристалографско приплъзване
11.3.2. фактор Шмид
11.3.3. Необходимостта от въвеждане на дислокационни представяния
11.3.4. Начало на пластичната деформация
11.3.5. Завъртания на кристалната решетка в резултат на пластична деформация чрез плъзгане
11.3.6. Връзка между деформация на срязване и въртене на решетката
11.3.7. Етапи на закаляване на работата и етапи на преориентиране
11.3.8. Теории за дислокационно втвърдяване
11.3.9. Деформационни текстури и текстурно втвърдяване
11.3.10. Побратимяването като механизъм на деформация
11.3.11. Анизотропно поведение на опън на листови проби
11.3.12. Влияние на границите на зърната върху деформацията на поликристалите
11.3.13. Характеристики на изчисляване на кривите на потока за поликристали
11.3.14. Възможни подходи за моделиране на деформацията на поликристал
11.3.15. Появата на зъб за добив
11.3.16. Влияние на температурата върху деформацията на поликристалите
11.4. Пълзене
11.4.1. Нееластично обратимо пълзене
11.4.2. логаритмично пълзене
11.4.3. Пълзене при висока температура
11.4.4. Дифузионно пълзене
11.4.5. Характеристики на пълзене
11.5. Унищожаване
11.5.2. Основните видове унищожаване
11.5.2. Иницииране на пукнатина
11.5.3. Критерий на Грифит за растеж на крехка пукнатина
11.5.4. Критерий на Грифит при отчитане на пластичната деформация близо до върха на пукнатината
11.5.5. Връзка между характера на разрушаването и структурата на материала
11.5.6. Температура на преход крехко-вискозен и начини за нейното намаляване
11.5.7. Схема на Йофе за преход от крехко към пластично състояние
11.5.8. Характеристики на крехкост на bcc метали
11.5.9. Някои възможности на методите на физическата металургия при изследване на процесите на разрушаване
11.6. Умора на метални материали
11.6.1. Обща характеристика на явлението
11.6.2. Характеристики на потока на пластична деформация при циклично натоварване
11.6.3. Зараждане и разпространение на пукнатини от умора
11.6.4. Влияние на различни фактори върху умората
тестови въпроси
Глава 12. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ НА РАДИАЦИЯТА С ВЕЩЕСТВОТО
Въведение
12.1. Еластично взаимодействие на две тела
12.1.1. Характеристики, описващи взаимодействието на радиацията с материята
12.1.2. Начини за описание на еластичното взаимодействие
12.1.3. Спонтанен разпад на частица
12.1.4. Сблъсъци по двойки
12.1.5. Общо уравнение на движението на частиците
12.1.6. Примери за описание на разсейването в класическия случай
12.2. Видове потенциали на взаимодействие йон-атом
12.3. Приблизителни методи за описание на разсейването
12.3.1. Ориентировъчни възможности и условия за избора им
12.3.2. Приблизителни изрази за описание на разсейването
12.4. Основи на релативистичното разсейване на частиците
12.5. Основи на квантовото описание на разсейването
12.6. Влияние на кристалната решетка върху процесите на еластично взаимодействие
12.6.1. Кооперативни ефекти при разсейването на квантовите частици
12.6.2. Реципрочна решетка и нейните основни свойства
12.6.3. Условия за образуване на дифракционен максимум
12.6.4. Коефициент на структурна интензивност
12.6.5. Изчисляване на амплитудата на лъчите, разпръснати върху кристал
12.6.6. Топлинни вибрации на атомите
12.6.7. дължина на изчезване
12.6.8. Кооперативни ефекти при разсейването на класическите частици
12.7. Ефектът на облъчването върху материалите
12.7.1. Образуване на елементарни радиационни дефекти
12.7.2. Анизотропия на образуване на дефекти при ниски енергии на първично ударен атом
12.7.3. Каскади от атомни сблъсъци
12.7.4. Видове каскади и тяхното описание
12.7.5. Количествено определяне на степента на облъчване на материалите
тестови въпроси
Списък на използваната литература
Глава 13. РАДИАЦИОННА ФИЗИКА НА ТВЪРДОТО ТЯЛО
Въведение
13.1. Характеристики на неутронно облъчване на делящи се материали
13.2. Радиационен растеж на материали
13.2.1. Закономерности на радиационен растеж на монокристали, изотропен и текстуриран поликристален уран
13.2.2. Идеи за причините за радиационния растеж
13.2.3. Радиационен растеж на структурни материали
13.3. Подуване на материали
13.3.1. Феноменът на газово набъбване на горивни материали
13.3.2. Подуване на горивото поради твърди продукти на делене
13.3.3. Набъбване на празни места на метални сплави под действието на облъчване
13.4. Радиационно индуцирани трансформации и ускорени процеси
13.4.1. Феноменът на радиационна хомогенизация на уранови сплави
13.4.2. Аморфизация на сплави при облъчване
13.4.3. Сегрегация на елементи в сплави по време на облъчване
13.4.4. Радиационно индуцирано разделяне на атоми в сплави
13.4.5. Подреждане и разстройване на сплави при облъчване
13.4.6. Радиационно ускорена дифузия
13.5. Радиационно закаляване и крехкост
13.5.1. Влияние на условията на облъчване върху укрепването
13.5.2. Нискотемпературна радиационна крехкост
13.5.3. Характеристики на ефекта на облъчването върху механичните свойства
13.5.4. Високотемпературна радиационна крехкост на материали
13.6. Радиационно пълзене на материали
13.6.1 Закономерности на радиационното пълзене
13.6.2. Механизми на радиационно пълзене
13.7. Релаксация на напрежението в облъчени материали
13.8. Повърхностна радиационна ерозия
13.8.1. Пръскане на материала
13.8.2. радиационни мехури
13.8.3. Ерозия поради еднополярни дъги
тестови въпроси
Списък на използваната литература
Глава 14
14.1. Задачи на компютърна симулация
14.1.1. Различни видове изчислителен експеримент
14.1.2. Моделиране на базата на микроскопични процеси в кондензирана среда
14.1.3. Моделиране на макроскопични процеси в кондензирана среда
14.1.4. Основни методи за решаване на задачи по моделиране
14.2. Примери за математически модели на макроскопични процеси
14.2.1. Примери за модели, базирани на закона за запазване на енергията
14.2.2. Свойства на моделите на топлообмен
14.2.3. Самоподобни решения на нелинейния модел на топлопроводимост
14.2.4. Проблемът с фазовия преход. Проблемът на Стефан
14.2.5. Компютърна симулация на въздействие върху повърхността на материал от мощен йонен лъч
14.3. Моделиране на базата на микроскопични процеси
14.3.1. Метод на молекулярната динамика
14.3.2. Вариационен метод
14.3.3. Метод Монте Карло
14.4. Фрактали и фрактални структури
14.5. Wavelet анализ. Приложение за обработка на изображения
тестови въпроси
Списък на използваната литература
Глава 15
15.1. Моларен термодинамичен потенциал на Гибс на двуфазна двукомпонентна система
15.2. Система от уравнения за равновесие на две фази в двукомпонентни системи
15.3. Фазови диаграми в различни координати
15.4. Различни интерпретации на системата от уравнения за равновесието на две фази
15.4.1. Физическа интерпретация
15.4.2. Геометрична интерпретация
15.4.3. Химическа интерпретация
15.5. Разделяне на задача на две
15.6. Термодинамична теория на фазовите преходи на 1-ви вид компоненти в чисто състояние
15.7. Феноменологичен метод за описание на фазовите преходи на 1-ви вид чисти компоненти
15.8. Методи за изчисляване на параметрите на стабилност на чисти компоненти
15.9. Дефиниции на структурата, фази
15.10. Инвариантност на решенията на системата от уравнения за фазово равновесие
15.11. Инвариантност на термодинамичните функции на смесване
15.12. Обобщение на правилото на Максуел за равенство на площите
15.12.1. Обобщение на правилото на Максуел за равенство на площите към случая на стратификация
15.12.2. Обобщение на правилото на Максуел за равенство на площите към случая на равновесие на две неизоморфни решения
15.13. Y-алгоритъм за изчисляване на кривата на разделяне на фазовата диаграма T-x
15.14. Y-алгоритъм за изчисляване на равновесието на две неизоморфни разтвори на T-x фазовата диаграма
15.15. Пример за прилагане на Y-алгоритъма за изчисляване на фазовата диаграма на системата Al-Si
15.16. Уравнения за едно/двуфазен тип a/a+β фазови граници T-x, p-x диаграми на състоянието в диференциални форми
15.17. За непрекъснатостта на енталпията, ентропията, обема и химичния потенциал на компонентите на фазовите граници а/а+β и β/а+β на диаграмата на състоянието T-x
15.17.1. Относно непрекъснатостта на функциите на смесване (енталпия на смесване, ентропия на смесване, обем на смесване) върху фазовите граници a/a+β и β/a+β на диаграмата на състоянието T-x
15.18. Едно-двуфазни a/a+β или β/a+β фазови граници на T-p-x фазови диаграми на двукомпонентни системи като повърхности на прескачане на всички вторични производни на равновесната моларна енергия на Гибс на системата
15.18.1. Уравнения за скокове в концентрационния наклон на ентропията и частични ентропии на компонентите
15.18.2. Уравнение за скока в изобарния топлинен капацитет
15.18.3. Уравнения за скокове в концентрационния наклон на обема и частичните обеми на компонентите
15.18.4. Уравнение за скок в изотермичната свиваемост
15.18.5. Уравнение за скок в обемния коефициент на термично разширение
15.18.6. Уравнения за скокове на частични енталпии на компоненти
15.19. Обобщени отношения на Еренфест върху a/a+ във фазовите граници на T-p-x диаграми на състоянието на двоични системи
15.19.1. Непрекъснатост на хесиана и неговите алгебрични допълнения в енергията на Гибс по отношение на неговите аргументи на a/a+ във фазовата граница на диаграмата на състоянието T-p-x
15.19.2. Обобщени отношения на Еренфест
15.20. Интегрална изобарна топлинна мощност, изотермична свиваемост, коефициент на топлинно разширение на двуфазни двукомпонентни сплави
15.21. Анализ на трифазни равновесия в двукомпонентни системи. Изчисляване на енталпията на трифазна реакция T-p-x диаграма на състоянието
15.22. Прави и обратни задачи
15.23. Термодинамичен подход към компютърното проектиране на стабилни многослойни материали
тестови въпроси
Списък на използваната литература
Предметен индекс.

Изтеглете безплатно електронна книга в удобен формат, гледайте и четете:
Изтеглете книгата Физическо материалознание, том 4, Физични основи на якостта, Радиационна физика на твърдото тяло, Компютърно моделиране, Калин Б.А., 2008 г. - fileskachat.com, бързо и безплатно изтегляне.

При облъчване с потоци от частици (неутрони, протони, електрони, алфа-частици от фрагменти на делене) и твърдо електромагнитно (гама и рентгеново) лъчение се образуват структурни повреди в материалите, наречени радиационни дефекти. Енергията на частиците или радиацията, прехвърлена към материала на твърдите тела, се изразходва частично за разрушаване на междуатомни връзки. За образуването например на най-простия радиационен дефект - двойка на Френкел (свободно място и интерстициален атом) е необходима енергия от 14-35 eV, което надвишава прага. Когато материалите се облъчват от частици с енергия от порядъка на мегаелектронволт, изместените атоми предават енергия, която е с порядъци по-висока от праговата енергия. Изместеният атом се ускорява и неговата кинетична енергия се изразходва за йонизация на атоми, разположени по траекторията на движение. В резултат на това се образува каскада от радиационни дефекти.

Частиците и радиацията могат да доведат до химични и ядрени реакции (включително реакции на делене) в материала на телата, както и появата на самите бомбардиращи частици в структурата на материалите (йонна имплантация), което причинява появата на примеси в материала, и е втората причина за появата на радиационни дефекти.

Физическите процеси, водещи до образуването на радиационни дефекти, формират научната основа на науката за радиационни материали, която изучава набор от методи, които правят възможно, на първо място, създаването на материали (структурни, полимерни, полупроводникови и др.), които са устойчиви на ядрено въздействие. радиация и, второ, да придаде на тези материали необходимите свойства чрез дозирано облъчване.

Радиационните дефекти могат да променят обемните и повърхностните свойства на материалите. Характерът на промяната в свойствата зависи от дължината на пътя на частицата или радиацията. Облъчването с електрически заредени частици и нискоенергийно лъчение води до повърхностни дефекти; към обемни - облъчване с бързи неутрони.

Когато бърз неутрон 1 взаимодейства с метален или керамичен материал, по-голямата част от неговата енергия се прехвърля към атоми, изместени от местата на решетката (праговата енергия на изместването на атома е около 25 eV). В резултат на това се образуват кристални дефекти под формата на празни места и междини. Започвайки от определен брой радиационни дефекти, стават забележими промени в механичните, физичните, химичните и други свойства на конструкционните метални или керамични материали.

1 Бързите неутрони се образуват по време на реакцията на ядрено делене, тяхната енергия е 0,1 -10 MeV

Когато бързият неутрон взаимодейства с органичната материя, по-голямата част от неговата енергия се изразходва за образуване на протони на отката, за йонизация на водородни атоми или тяхното възбуждане. Разкъсването на C-H или C-C връзки е следствие от облъчване. От течните органични вещества се отделят газове, вискозитетът им се увеличава. Радиационната устойчивост и стабилност на органичните вещества е много по-ниска от тази на металните керамични материали.

Полупроводниците са най-чувствителни към радиация. Когато бързите неутрони взаимодействат с полупроводниците, техните усилващи характеристики намаляват и в забранената зона се появяват разрешени състояния.

Проучване на поведението на различни материали при бързи и термични 1 неутронни потоци показа, че има праг на неутронен поток 2, под който ефектът от облъчването върху материалите е незначителен. В табл. Фигури 6.73 и 6.74 показват праговите стойности на флуенси за бързи, топлинни и епитермални 3 неутрони. Над праговете на неутронния флуенс ефектът от облъчването трябва да се вземе предвид при избора на материал, изчисленията на механичната и структурната якост, устойчивостта на корозия, изчисленията на топлопреминаването и съвместимостта на материалите.

1 Топлинни неутрони са тези, които са в топлинно равновесие с ядрата на средата и имат енергия 0,005-0,2 eV.

2 Неутронен поток - произведение от плътността на неутронния поток и времето на експозиция; плътността на неутронния поток е произведението на плътността на неутроните и тяхната средна скорост.

3 Епитермални неутрони се наричат ​​с енергия 2-10 eV.

Таблица 6.73.Прагов флуенс на бързи неутрони в различни материали

Таблица 6.74.Прагов флуенс на топлинни и епитермални неутрони в различни материали

Степента на радиационно въздействие върху материалите при облъчване с неутрони зависи от състава на изотопите в химичните компоненти на материалите. Например в резултат на (n, α)-реакция 1 в материалите се появява хелий, който засяга процесите на радиационно набъбване, пълзене и крехкост.

1 Реакция на улавяне на неутрон от n ядро, придружено от излъчване на α-частица ((n, γ) - същото излъчване на γ-квант; (p, α) - реакция на улавяне на протон от p ядро, придружено от излъчване на α-частица).

Например могат да бъдат посочени други ядрени реакции, които могат да доведат до допълнителна промяна в свойствата на материалите:

Към свойствата на структурните материали, работещи в условия на радиационно облъчване, се налагат следните изисквания:

1) висока механична якост и пластичност;

2) висока термична стабилност (топлоустойчивост);

3) висока устойчивост на корозия и съвместимост с други материали;

4) добри характеристики на топлопреминаване;

5) малко напречно сечение на абсорбция (улавяне) на неутрони;

6) по-голяма радиационна стабилност;

7) ниска индуцирана радиоактивност;

8) високо сечение на разсейване на неутрони, голяма загуба на неутронна енергия при един сблъсък.

Първите четири изисквания са общи за структурните материали; последното - от специфични свойства, обусловени от необходимостта от спестяване на неутрони, ефективното им забавяне (за реактори с топлинни неутрони), както и желанието да има малка отрицателна промяна в механичните и други свойства под въздействието на излагане на радиация. Специфични изисквания определят избора на елементи, които служат като основа и легиращи добавки за реакторни метални материали.

Списъкът на тези елементи и техните ядрено-физични характеристики са дадени в табл. 6.75.

Таблица 6.75. Ядрено-физични свойства на реакторни метални материали

Хамбар е извънсистемна единица за измерване на площ, 1 b \u003d 10 -28 m 2.

Берилий и неговите съединения.Берилият има най-малкото напречно сечение на поглъщане на топлинни неутрони от всички метали, голямо напречно сечение на разсейване и висока точка на топене; следователно, той е отличен модератор и рефлектор 1 .

1 Напречните сечения за взаимодействие на неутрони с ядра характеризират вероятността от ядрена реакция (например абсорбция) или промяна в енергията на неутроните (разсейване).

Берилият и берилиевият оксид са крехки, скъпи и токсични, което е в лошо съответствие с общите изисквания за структурни материали. За металния берилий и неговия оксид характерните ефекти, наблюдавани при увеличаване на потока на бързите неутрони, са нестабилност на размерите и крехкост на хелия. Нестабилността на размерите е свързана с реакциите на взаимодействие на бързи неутрони с берилий. Увеличаването на относителния обем ∆V/V на берилиев образец (радиационно набъбване) при температури на облъчване 70–130 °C се описва от зависимостта

∆V/V=0,584F 0,93

където F 10 -26 е флуенсът (E > 1 MeV) на неутроните.

Пластичността на облъчен берилий пада почти до нула вече при относително ниски неутронни флуенси (1-4) 10 25 неутрона/m 2 . Това свойство се нарича хелиева крехкост на берилий.

При облъчване с неутронен поток линейните размери на продуктите от берилиев оксид се увеличават, съответно плътността намалява и порьозността на продуктите се увеличава. При ниски температури на облъчване (75-100 0 С) се наблюдава ускоряване на скоростта на нарастване на обема на берилиевия оксид с флуенс на бързи неутрони около 3·10 24 неутрона/m 2 (фиг. 6.1). Повишаването на температурата на облъчване на пробите намалява нарастването на техния обем. Колкото по-висока е плътността на пробите, толкова по-голямо е тяхното разширение при същия флуенс.

Ориз. 6.1.Радиационно набъбване ∆V/V на берилиев оксид с висока плътност в зависимост от неутронния поток при температури 75-110°С (1) и 500-700°С (2)

Има максимално допустимо удължение по време на разширение, превишаването на което води до напукване, разрушаване и превръщане на продуктите в прах. Флуенсът, при който настъпва разрушаването, се увеличава с намаляване на размера на зърната на берилиевия оксид според зависимостта

където δ е размерът на зърното, µm (размерът на зърното се определя при температури на облъчване от 50-100 ° C).

Максимално допустимият флуенс, който не причинява микропукнатини, в зависимост от температурата на облъчване, плътността на неутронния поток и размера на зърната на берилиевия оксид, е показан на фиг. 3. 6.2.

Ориз. 6.2. Промяна в максимално допустимия флуенс, който не причинява микропукнатини, в зависимост от температурата на облъчване, размер на зърното BeO

(1 - 1...2,5 µm; 2 - 10...15 µm) и плътност на неутронния поток, равна на 10 16 и 10 17 неутрона/(m 2 s)

Основната роля в промяната на обема на продуктите от берилиев оксид играе хелий, както и тритий, който се образува при взаимодействието на берилий с бързи неутрони.Съдържанието на хелий (това е около 0,95 обемни в смес с тритий) нараства с увеличаване на неутронния поток (фиг. 6.3). Ако температурата на продукта надвиши 1200°C, отделянето на хелий от проби от берилиев оксид става значително (фиг. 6.4), в зависимост от времето на задържане. Това е в основата на метод за възстановяване на свойствата на продукти от берилиев оксид чрез високотемпературно отгряване.

Ориз. 6.3. Зависимост на обемната част на хелий в облъчен берилиев оксид от неутронния поток

Ориз. 6.4. Зависимост на обемната фракция на хелий, освободен от облъчени проби BeO (F=2·10 24 neutr./m 3 , 860 °C) при различни температури на отгряване, от времето τ

Топлопроводимостта на пробите по време на облъчване намалява с увеличаване на флуенса в по-голяма степен, колкото по-висока е плътността на материала (фиг. 6.5). С повишаване на температурата намаляването на топлопроводимостта се забавя и при 100 °C достига насищане на ниво 40-50% от първоначалната стойност при флуенс от 4·10 25 неутрона/m 2 .

Ориз. 6.5. Зависимостта на относителната топлопроводимост (λ 0 - начална топлопроводимост) на берилиевия оксид от потока на бързите неутрони при плътност на пробата 2,7-2,9 (1),

2,8-3,0 (2) и 2,9-3,0 g / cm 3 (3) и температура на облъчване 40-140 ° C

Силата на берилиевия оксид намалява с увеличаване на неутронния поток до по-голяма степен, колкото по-висока е плътността на пробата. Повишаването на температурата на облъчване до 350-400°C значително намалява ефекта на неутронния поток, но той остава значителен. Отгряването при 1300°C напълно възстановява якостните свойства. На фиг. 6.6-6.8 показва зависимостите на относителната якост на берилиевия оксид при натиск, опън и огъване от потока на бързите неутрони (E > 1 MeV) и температура. Леко увеличение на якостните свойства при нисък флуенс съответства на теоретичните данни.

Ориз. 6.6. Зависимост на относителната якост на BeO при натиск от неутронния флуенс при плътности на пробата 2,99-3,0 (1), 2,5 (2), 3,0 (3) и 2,7-2,8 (4) g/cm3:

1,2 - проби, облъчени при 100 °C; 3, 4 - проби, облъчени и изпечени при 1300 °C за 24 часа

Ориз. 6.7. Зависимост на относителната якост на опън на BeO от флуенса при плътност на пробата 2,6-2,85 g/cm 3 и температура на облъчване 100 °C (1) и 350-400 °C (2)

Ориз. 6.8. Зависимост на относителната якост на BeO при огъване от флуенса при плътност на пробата 2,8-2,9 g/cm 3 и температура на облъчване 100 °C

Облъчването води до увеличаване на скоростта на пълзене на берилиевия оксид. Релаксация на напрежението се наблюдава в образци, облъчени при 500–700 ° C, което се обяснява с пълзене, възникващо при тези условия.

Магнезий и неговите сплави.Магнезиевите сплави са нискотемпературни (точка на топене на магнезия 650 °C) структурни материали, устойчиви на корозия на въздух и във въглероден диоксид (до ~ 400 °C), но имат ниска устойчивост на корозия във водна среда, течен метал натрий и Mg-Na евтектика и Mg - K. По ядрени свойства магнезият е на второ място след берилия. Основният му недостатък е високата топлинна устойчивост. Топлопроводимост на магнезия и неговите сплави (при 20 °С λ = 63...171 W/(m·°С)) повече от 100 пъти по-ниска от алуминиевите сплави.

При температури под 500 °C в среда на въглероден диоксид магнезиевите сплави показват добра устойчивост на радиация: при поток на неутрони до 1025 неутрона/m2 не се наблюдават значителни радиационни дефекти (подуване, радиационно пълзене, промени в якостта и пластичността).

Цирконий и неговите сплави.Циркониевите сплави са широко използвани поради тяхната висока механична якост при повишени температури, добра устойчивост на корозия във вода и пара и технологичност. По ядрени параметри цирконият е третият елемент след берилия и магнезия. Ниска топлопроводимост на циркония (при 20 °C λ = 18 W/(m·°С)) се компенсира от относително ниско топлинно разширение. Ниската устойчивост на корозия при високи температури и относително високата цена възпрепятстват използването на циркониеви сплави.

При бърз неутронен поток се наблюдава радиационен растеж и радиационно пълзене на циркониеви сплави, които са значителни в температурния диапазон 180-530 °C. С повишаване на температурата от 300 до 400 ° C ефектът от неутронното облъчване върху пълзенето намалява, което се обяснява с бързото отгряване на радиационните дефекти, но в този случай той се увеличава и става определящ фактор за термично пълзене. Резултати от изпитвания за сплави циркалой-2, съдържащи, % (тегл.): 1,2-1,7 Sn; 0,07-0,2 Fe; 0,05-0,15 Cr; 0.03-0.08 Ni, 0.03-0.08 N; 0,01 O, останалото Zr и H-2,5 (Zr + 2,5% Nb) са представени в табл. 6.76.

Таблица 6.76.Резултати от теста за пълзене на тръби, изработени от циркалои-2 и сплави N-2,5

Плътност на потока от бързи неутрони.

Неутронното облъчване увеличава скоростта на пълзене на студено деформиран циркалой-2 при 200–350 ° C с порядък или повече. Скоростта на пълзене на студено формованата сплав N-2.5 се увеличава в по-малка степен.

При 340-350 °C циркалой-2 проявява рязко увеличение на скоростта на пълзене (фиг. 6.9). Образците бяха подложени на студена пластична деформация с 15-20%.

Ориз. 6.9. Зависимост на скоростта на пълзене на сплавта циркалой-2 от температурата по време на облъчване в поток от бързи неутрони с плътност (5-9) 10 16 неутрона / (m 2 s) при σ равно на 210 (1) и 140 MPa (2)

Алуминий и неговите сплави.Основните радиационни дефекти за алуминиевите сплави са радиационното раздуване и увеличаването на крайната якост. Радиационното подуване се дължи на реакциите на взаимодействие на бързи неутрони с алуминиеви ядра, при които се образуват силиций, водород и хелий. Влияние на неутронния флуенс с E > 0,1 MeV върху относителното изменение на обема на алуминиевите сплави е показано на фиг. 6.10. Дълготрайната якост на алуминиевата сплав 1100 след облъчване с неутрони с флуенс (0,7-11) · 10 26 неутрона / m 2 се увеличава (фиг. 6.11), което е следствие от радиационното втвърдяване на материала. Якостни и пластични свойства на сплав 1100 в зависимост от неутронния флуенс с д> 1 MeV са показани на фиг. 6.12. Значителните дози радиация не водят до радикална промяна на механичните свойства.

Ориз. 6.10. Радиационно набъбване на алуминий и сплави в зависимост от флуенса на неутрони при температура на облъчване 50-60 °C:

1 - 99,9999% A1; 2 - сплав 1100 (търговски клас алуминий); 3-сплав 6061 (A1 + 0,7% Mg + 0,4% Si)

Ориз. 6.11.Промяна в границата на дълготрайна якост на алуминиева сплав 1100:

1,2- след облъчване съответно при 100 и 150 °C; 3, 4 - в изходно състояние съответно при 100 и 150 °C

Ориз. 6.12. Зависимост на показателите на якост (а) и пластичност (б) на сплав 1100 от неутронния поток

Аустенитни устойчиви на корозия стомани и никелови сплави.Потоците от бързи неутрони в аустенитни устойчиви на корозия стомани и никелови сплави причиняват промяна в механичните свойства, радиационно набъбване и радиационно пълзене. На фиг. 6.13 показва данни за ефекта на флуенса на бързи неутрони и температурата на облъчване върху механичните свойства на аустенитните стомани. Тази промяна, която е особено забележима при флуенс от повече от 5 10 25 неутрона / m 2 и температури над 500 ° C , наречена високотемпературна радиационна крехкост (HRT).

Ориз. 6.13. Ефектът на облъчването върху границата на провлачване (a) и относителното удължение (b) на стомана 08Kh18N10 при различни температури на облъчване

Феноменът HTPO е придружен от значително намаляване на пластичността (общото удължение при скъсване може да достигне само 0,1%) и увеличаване на границата на провлачване на материала. Дълготрайната якост, устойчивост на умора и устойчивост на пълзене също са значително намалени (до половината от първоначалната стойност за стомани от типа 12Kh18N9).

HTRR се обяснява с радиационно стимулиране на промените в свойствата по границите на зърната, което води до образуване на пукнатини. Аустенитните стомани, легирани с молибден и ниобий, например 0Kh16N15M3B, имат най-добра устойчивост на HTPO. Това подобрение обаче се осъществява при ограничен флуенс на неутрони. По този начин облицовките TVEL, изработени от стомана 0Kh16N15M3B при 700 ° C, имат относително удължение само около 0,8% при флуенс от 8,5·10 26 неутрона/m 2 . Възможно е да се увеличи остатъчната пластичност и якост при висок поток на бързи неутрони чрез легиране на аустенитни устойчиви на корозия стомани с титан, бор и силиций. Феритните и мартензитните стомани имат ниска склонност към HTRO.

Радиационното набъбване се проявява с флуенс над 10 26 неутрона / m 2 в температурния диапазон на облъчване от 0,3-0,55 Т стопилка на метала, което обикновено съответства на работния диапазон на структурния материал. За аустенитни стомани, устойчиви на корозия, радиационното набъбване може да достигне големи стойности - (30-40)% при поток от (1,5-2,5)·10 27 неутрона/m 2 . Механизмът на набъбване се обяснява с натрупването на излишни празни места по време на облъчването и зараждането на свободни клъстери в метала, които имат формата на сферични микропори. Центровете на зараждане на порите са атоми на примеси, атоми на хелий, образувани по време на взаимодействието на неутрони с никел, хром и желязо.

На фиг. Фигури 6.14 и 6.15 показват зависимостите на радиационното раздуване на някои стомани и сплави от флуенса на бързите неутрони и температурата. Ефективен допълнителен инструмент, който намалява набъбването на аустенитни стомани, е повърхностното втвърдяване на материала в резултат на деформация на продукта при стайна температура. При флуенс на бързи неутрони (1,2-1,4) 10 27 неутрона / m 2, увеличаването на степента на студена деформация от 20 до 30% за стомана от тип 08Kh17N13M2T води до намаляване на набъбването от 15 до 4% при облъчване температури от 550-600 ° С. Сплавите с високо съдържание на никел от нимонов тип (40-45% Ni), както и хромните устойчиви на корозия стомани от феритни и феритно-мартензитни класове (12-17% Cr, ≤ 0,5% Ni) имат по-малко набъбване. Въпреки това, увеличаването на съдържанието на никел води до увеличаване на HTPO. За да се премахне този недостатък, се използва дисперсионно втвърдяване и комплексно легиране на никелови сплави с молибден, титан, алуминий, бор, ниобий и силиций.

Ориз. 6.14. Ефект на облъчването върху радиационното набъбване на стоманите:

1 - 08X18H10T; 2 - 03X16N15M3B;

3-0X16N15M3B (модифициран);

Ориз. 6.15. Влияние на температурата върху радиационното набъбване на стомани и сплави:

1 - феритна стомана; 2 - високоникелови сплави; 3 - стомана тип 0817N13M2T студено обработена (20%); 4 - аустенитна устойчива на корозия модифицирана стомана

Механизмът на подуване на празни места също е свързан с радиационно пълзене - свойството на постоянна деформация на материала под натоварване при облъчване с бързи неутрони при температури, при които не се появява термично пълзене (300-500 ° C). Скоростта на радиационно пълзене е пропорционална на флуенса и приложеното напрежение:

ν r.p. = ВσR

където ν r.p. - скорост на пълзене на радиацията, h -1 ; σ - напрежение, Pa; B - емпиричен коефициент, равен на 2 10 -12 за стомана 03Kh16N15M3B и 0,83 10 -12 за стомана 08Kh18N10T; R е скоростта на натрупване на радиационно увреждане, изместване/(at-h).

Броят на радиационните увреждания зависи от флуенса и неутронния спектър. За типичен спектър на енергиен реактор с бързи неутрони, флуенс от 1,67·10 27 неутрона/m 2 съответства на 100 смени/at. Материалите с ниска чувствителност към радиационно набъбване имат ниска скорост на радиационно пълзене.

Чисти метали, керамика и металокерамика.Сравнение на зависимостите на радиационното набъбване от съотношението на температурата на изпитване към температурата на топене за някои чисти метали е показано на фиг. 6.16. Ниобий, молибден, цирконий, тантал, имащи bcc решетка, имат повишена устойчивост на радиационно набъбване. Напротив, никелът (fcc решетка) е по-податлив на радиационно подуване.

Ориз. 6.16. Зависимост на радиационното набъбване на чисти метали от температурата на облъчване при поток на неутрони от 3 10 25 неутрона/m 2

Керамиката и металокерамиката (A1 2 O 3, MgO, ZrO 2, A1-A1 2 O 3; B 4 C - устойчива на корозия стомана) са по-стабилни от металите и сплавите. При тях радиационното подуване и радиационното пълзене са по-слабо изразени.

Графитът има способността ефективно да забавя неутроните; има отлични термофизични свойства, добра механична якост при високи температури и относително лесна обработваемост. Графитът, използван в реакторните инсталации, се получава по изкуствен път в процеса на графитизация на нефтен кокс. Естественият графит има голямо количество примеси и не може да се използва като модератор на неутрони. Графитът се използва за създаване на газонепроницаеми конструкции и покрития.

Получава се чрез импрегниране под високо налягане на изкуствено получен графит с въглеродсъдържаща течност и последваща графитизация. Пиролитичният въглерод, получен под формата на отлагания върху нагрятата повърхност на въглеводороден газ (метан, бензен), също се оказва газонепроницаем. Всички изкуствени сортове графит имат висока анизотропия на свойствата, свързани с подреждането на коксовите частици по време на производството на брикети и графитизацията на отлагания от газовата фаза.

Неутронното облъчване увеличава якостта на натиск, твърдостта и модула на еластичност на графита. В същото време неутронното облъчване намалява топлопроводимостта при високи температури, води до нестабилност на размерите, намалява пластичността и причинява натрупване на енергия в графита. Последните качества са важни за избора на конструктивни решения.

Ефектът на флуенса е най-голям при ниски температури (до 200 ºС). При неутронен поток от повече от 10 24 неутрона / m 2, топлопроводимостта на графитните проби намалява с коефициент 50 (фиг. 6.17). Намаляването на топлопроводимостта (електрическата проводимост) е свързано с появата на дефекти в кристалната структура, предизвикани от неутронния поток.

Ориз. 6.17. Зависимост на относителната топлопроводимост на графита от температурата на облъчване и флуенса на топлинните неутрони

Промяната в размерите на графита зависи от посоката (по протежение или напречно на оста на щанцоване), флуенса и температурата. Първоначалното (с умерен флуенс) намаляване на размера се заменя с тяхното увеличаване. С повишаване на температурата промените в размерите на графита намаляват, а при температури над 350 °C обемът на много проби намалява. Промяната в размерите на анизотропния графит, дължаща се на флуенса на бързи неутрони при различни температури в посока, успоредна и перпендикулярна на оста на щанцоване, е показана на фиг. 3. 6.18.

Ориз. 6.18. Зависимост на изменението на размерите на проби от щанцован, почти изотропен графит, изрязани успоредно (а) и перпендикулярно (б) на оста на щанцоване, от потока на бързите неутрони и температурата на облъчване:

1- 550-600 °С; 2 - 360-400 °С

Намаляването на пластичността е следствие от радиационното втвърдяване на графита. Намаляването на пластичността води до образуване на пукнатини.

Способността на графита да натрупва енергия на деформация в кристалната решетка е важна в резултат на радиационни дефекти. Натрупаната енергия, освободена под формата на топлина, води до рязко повишаване на температурата. Зависимостта на изменението на натрупаната енергия от флуенса и ефектът от отгряването върху нейното намаляване са илюстрирани на фиг. 6.19.

Ориз. 6.19. Зависимост на изменението на общата натрупана енергия ∆E p в графит от флуенса на топлинните неутрони:

1 - за облъчване при 30 ºС; 2 - след отгряване за 5 часа при 1250 ºС; 3 - след изпичане при 2000 °C

Цел на лекцията:Запознаване на студентите с основите на радиационното материалознание

Въпроси към темата:

1 Стабилност на материала при условия на облъчване

2 Радиационно втвърдяване

3 Радиационна крехкост

4 Радиационно подуване на материала (подуване)

5 Радиационно пълзене

6 Радиационен растеж

Стабилност на материала при условия на облъчване

В резултат на облъчване с неутрони, йони и други частици в структурния материал се появяват радиационни точкови дефекти, техните натрупвания и продукти от ядрени реакции, които са основните фактори за промяна на структурно-фазовото състояние на материала и неговите свойства при облъчване. . В зависимост от условията на радиационно облъчване и естеството на облъчения материал, промяната в неговото състояние води до промяна на неговите физични и физико-механични свойства (втвърдяване, крехкост, ускорение на пълзене), до промяна на формата поради набъбване и радиационен растеж (промяна в линейните размери), до появата на индуцирана активност в материалите и натрупана вътрешна енергия. Следователно, осигуряването на стабилно структурно-фазово състояние при облъчване е създаването на устойчив на радиация материал, т.е. материал, който е устойчив на крехкост, деформация, пълзене и набъбване, материал, който е леко активиран и не променя изотопния и фазовия състав. Увеличаването на радиационната устойчивост е възможно чрез насочено въздействие върху образуването и поведението на радиационни дефекти и продукти от ядрени трансформации.

Раздел. четири . Броят на двойките Frenkel на падаща частица, образувани в различни материали при облъчване.

Нека разгледаме колко реалистично е регулирането на процеса на образование и натрупване

дефекти и тяхното поведение в експлоатационните процеси.

Образуването на радиационните дефекти до голяма степен зависи от природата

на облъчваното вещество, вида и енергийния спектър на веществата на бомбардиращите частици

твърдо тяло, пространствено разпределение и енергия на първично ударени атоми от това

частица (Таблица 4). Неутронното облъчване произвежда повече дефекти

Френкел, отколкото при облъчване със заредени частици, тъй като последните консумират

значителна част от енергията си за електростатично взаимодействие с йонизираните атоми на кристалната решетка.

Процесът на образуване на радиационни дефекти може да бъде повлиян чрез промяна на енергията на свързване на атомите, например чрез допиране, и чрез промяна на енергията на неутрона. Намаляването на неутронната енергия причинява както намаляване на броя на радиационните дефекти, така и промяна на вида на продуктите на ядрените реакции, тъй като повечето от тях имат прагов характер. Следователно в реакторите с топлинни неутрони образуването на радиационни дефекти става по-бавно, отколкото в реакторите на бързи неутрони.

Натрупването на продукти от ядрени реакции се определя главно от състава на материала и изотопния състав на атомите. Следователно натрупването на определени продукти от ядрени реакции може да се контролира чрез избор на състава на материала и промяна на неутронния спектър.

Ефективен метод за намаляване на скоростта на образуване на точкови радиационни дефекти може да бъде замяната на често използвани кристални материали с аморфни, тъй като липсата на кристална структура изключва образуването на каскади от сблъсъци атом-атом поради липсата на дълги диапазонен ред в подреждането на атомите. Следователно аморфните материали трябва да имат ниска скорост на образуване на дефекти и от тази гледна точка те са обещаващи структурни материали.

Етапът на натрупване на радиационни дефекти с увеличаване на флуенса изглежда по-управляем от етапа на тяхното формиране. Нека ограничим нашето разглеждане на процеса на натрупване на дефекти до етапите на каскадно развитие (10-14-10-13 s) и първия етап на неговата релаксация поради спонтанна рекомбинация (10-13-10-11 s) на различни дефекти . Действителното натрупване на точкови дефекти се определя от степента на дисбаланс между скоростта на образуване на дефекти и тяхното унищожаване по време на спонтанна рекомбинация. При определен тип и интензитет на облъчване натрупването на точкови дефекти се определя от етапа на спонтанна рекомбинация на дефектите и тяхното пространствено разпределение в каскадата. Пространственото разпределение на дефектите в каскадата е такова, че плътността на свободните места е по-висока вътре (изчерпана зона), докато плътността на интерстициалните атоми е по-висока в периферията на каскадата. Създаденото пространствено разпределение на дефектите е определящо по отношение на ефекта от радиационното увреждане върху свойствата на облъчените материали. Естеството на металите и тяхната кристална структура оказват известно влияние върху степента на натрупване на дефекти. При същите хомоложни температури в bcc и hcp метали, енергията на миграция на ваканции е по-малка, отколкото в fcc метали (например при стайна температура в α-Fe EV m=0,5-1,3 eV γ-Fe EV m=1, 0- 1.6 eV), което определя по-интензивна спонтанна рекомбинация на дефекти в bcc и hcp метали. Освен това в hcp кристалите е открита тенденция към колапс на каскади, т.е. до колективната мигновена рекомбинация на дефекти.

Общият брой на движещите се атоми и общият брой на дефектите в присъствието на тежък примес намалява, тъй като този примес абсорбира енергия, като я изразходва в по-голяма степен не за изместване, а за вибрации. В допълнение, тежките атоми допринасят за увеличаване на генерирането на интерстициални атоми в центъра и намаляване на техния брой в периферията на каскадната област. В резултат на това тежките легиращи атоми ще променят условията на моментна рекомбинация и ще доведат до намаляване на размера на каскадата в сравнение с каскадата в нелегирания метал. Леките атоми имат малък ефект върху броя и разпределението на радиационните дефекти. Ролята на легиращите добавки (както леки, така и тежки) върху развитието на каскада и мигновена рекомбинация на дефекти се увеличава с повишаване на температурата на облъчване. Но повишаването на температурата засяга следващия, дифузионен етап на рекомбинация на точковите дефекти, т.е. етапа на тяхното преразпределение.

Дифузионната релаксация на радиационните дефекти е най-важният и контролируем етап в еволюцията на дефектите и тяхното поведение. На този етап има взаимна рекомбинация на свободни места и интерстициални атоми, поглъщане на дефекти от мивки, образуване на клъстери и по-големи натрупвания на дефекти, комплекси от дефекти с примесни атоми. Типична клъстерна структура на облъчения материал е показана на фиг. 7. Натрупванията на точкови дефекти и дислокационни бримки са типични вторични радиационни дефекти, чиито параметри (размери, плътност, разпределение) зависят от природата и състава на материалите, температурното поле и параметрите на облъчване.

Унищожаването на дефекти, дължащо се на взаимна рекомбинация и изтичане в дренажите, се увеличава с повишаване на температурата на облъчения материал. В резултат на това концентрацията на дефекти в кристалната решетка намалява; те се отгряват. Степента на пълно възстановяване на първоначалното състояние на облъчения материал зависи от вида и енергията на бомбардиращите частици, които определят концентрацията на оцелелите дефекти и от наличието на примеси, които стабилизират дефектите. Пълното възстановяване на първоначалното състояние се постига най-лесно чрез радиационно отгряване, т.е. по време на високотемпературно облъчване на материал, който преди това е бил облъчен при ниска температура.

Поглътителите на радиационните дефекти могат да бъдат дислокации (включително бримки), пори, зърна и фазови граници и други разширени структурни дефекти. Допиращите елементи и примесите оказват значително влияние върху концентрацията на стабилни радиационни дефекти. Това влияние се проявява чрез изменение на енергията на междуатомната връзка, т.е. енергията на активиране на образуването и миграцията на точкови дефекти, чрез влиянието на ефективността на дренажите, както и чрез директно взаимодействие с дефекта.

Най-ефективната стъпка за повишаване на радиационната устойчивост на материалите е да се повлияе на поведението на радиационните дефекти по време на дифузионния етап на релаксация. На този етап е възможно да се засили взаимната рекомбинация на дефектите и тяхното бягство към мивки, инхибиране на образуването на натрупвания на дефекти, които имат най-голям ефект върху промените в свойствата на облъчените материали.

Ориз. 7. Типичен изглед на дислокационни бримки (а) и пори (б) в облъчени метали.

радиационно втвърдяване

Радиационното втвърдяване е явление на значително повишаване на якостните характеристики на материала при неутронно облъчване, дължащо се на влиянието на радиационните дефекти и техните клъстери върху движението на дислокациите. Ефектът на дефектите върху дислокациите се проявява във факта, че намирайки се вътре в зърното, дефектите са центрове на закрепване на дислокации и намаляват ефективността на източниците на дислокации. В допълнение, дефектите са бариери, които предотвратяват движението на дислокациите. В резултат на това облъчването води до значително намаляване на способността на материала за пластична деформация и промяна в степента на деформационно втвърдяване. По време на облъчването, наред с втвърдяването поради въвеждане на радиационни дефекти, могат едновременно да протичат процеси на втвърдяване поради стареене или разстройство поради разширяване на съществуващата втвърдяваща фаза в изходния материал. След големи флуенси на облъчване, излагането на радиация трябва да се разглежда като кумулативен ефект от различни втвърдяващи ефекти.

Ориз. 8. Изменение на якостта на опън (1), границата на провлачване (2), якостта на удар и относителното удължение (4) на хромо-никелова стомана в зависимост от неутронния флуенс (Tobl=80 o C).

Ефектът от радиационното втвърдяване се проявява след инкубационния период,

Съответства на малък (за стомана 5 * 1020 m-2) флуенс и достига насищане при флуенс малко по-висок от (3-5) * 1022 m-2. В същото време модулът на еластичност, крайната якост и границата на провлачване се увеличават, а пластичните свойства намаляват. В същото време температурата, при която материалите преминават от крехки в пластични, се повишава. Тези промени обикновено се натрупват с увеличаване на неутронния флуенс и скоростта им на натрупване постепенно намалява (фиг. 8).

С увеличаването на неутронната енергия ефектът от радиационното втвърдяване се увеличава и с

при повишаване на температурата на материала, който ще се обучава над 0,25Tтопи, тя намалява и при T>0,6Tтопи практически липсва. Периодичното нагряване на материала до високи температури може да бъде ефективно средство за елиминиране на радиационното втвърдяване. Ефектът от радиационното закаляване зависи от елементарния състав и структурното състояние на структурния материал до такава степен, че в някои случаи, поради процесите на „възстановяване“ или радиационно отгряване на дефекти, въведени чрез предварителна деформация, крайната якост на материал по време на облъчване намалява. Въпреки това интерстициалните примеси като C, N2, O2 повишават радиационното втвърдяване на Fe, V, Nb, Ni и други метали. От гледна точка на изключване на рязка промяна в якостните характеристики по време на облъчване е важно да се контролира съставът на интерстициалните примеси.

Радиационното втвърдяване на металите като цяло не е отрицателно явление, но

положителен. Въпреки това, при условия на облъчване, се наблюдава втвърдяване на фона на намаляване на

пластичност, т.е. настъпва радиационна крехкост на материалите.

радиационна крехкост

Като се прилага за метали, сложни сплави и устойчиви на корозия

сплавите разграничават нискотемпературна и високотемпературна радиационна крехкост. Всички метали и стомани са подложени на нискотемпературна радиационна крехкост, особено тези с bcc кристална решетка в определен температурен диапазон. В този случай, по време на облъчването, относителното удължение е значително намалено и температурата на преход от крехко състояние към пластично състояние се увеличава. В стоманата нискотемпературната крехкост намалява при нагряване над 230°C и практически не се променя при температури над 450°C, т.е. при високотемпературно отгряване ефектът е обратим. Отрицателната роля на примесите се състои в образуването на зърногранични сегрегации и намаляване на енергията на границите на зърната. В резултат на това се улесняват условията за образуване и развитие на зърногранични пукнатини, основна причина за нискотемпературна крехкост. За борба с ефекта се използва рафиниране на стомана, т.е. намаляване на съдържанието на вредни примеси чрез стапяне във вакуум, легиране, както за задържане на вредни примеси вътре в зърното под формата на съединения, така и за отстраняването им от блока.

Огнеупорните материали са подложени на високотемпературна радиационна крехкост

метали, устойчиви на корозия стомани и никелови сплави при температури над 0,45T топят. Характеристиките на този ефект са: липсата на връзка с радиационното втвърдяване и необратимостта на спада в пластичността. Крехкостта се проявява под формата на счупване на границата на зърното и следователно е характерна за поликристалите; зависи от неутронния енергиен спектър (чувствителност към топлинни неутрони) и неутронния поток. С увеличаване на потока температурната граница на началото на крехкостта намалява.Структурното състояние на метала се проявява във факта, че ефектът се увеличава (пластичността намалява), тъй като зърното става по-грубо

Една от основните причини за нарушаване на баланса на якост между тялото на зърното и границите на зърната е хелият, който се образува при облъчване по (n, α)-реакция на Fe, Ni, Cr, N, B и други елементи. Натрупвайки се в облъчения материал и взаимодействайки с радиационните дефекти и примеси в веществото, хелият образува лесно подвижни комплекси и мехурчета както в тялото на зърното, така и по границите. Хелият има най-голям ефект върху крехкостта в случаите на образуване на мехурчета или клиновидни пукнатини по границите на зърната, докато растежът и коагулацията на мехурчетата (или пукнатините) води до относително отслабване на границите. Ролята на хелия зависи от напрегнатото състояние на материала. При ниски напрежения хелият стабилизира ядрата на порите (натрупвания на свободни места), а при високи напрежения насърчава образуването и растежа на клиновидни пукнатини.

Най-ефективните начини за борба с високотемпературната крехкост могат да бъдат: рафиниране на зърното, т.е. увеличаване на площта на границите на зърната; допинг за създаване на диспергирани утайки вътре в зърното (като места за фиксиране на хелий и продукти от ядрени реакции, продукти от структурата на материала; механично-термична и термомеханична обработка.

Радиационно подуване на материала (подуване)

Подуване, т.е. увеличаването на обема и намаляването на плътността на материала в резултат на облъчване с високоенергийни частици се дължи на различната подвижност на радиационните точкови дефекти, което води до излишък на свободни места и образуването на техните клъстери под формата на пори в обема на облъчения материал. Процесът на набъбване е чувствителен към условията на облъчване и зависи от вида, флуенса и интензитета на потока на частиците, температурата и структурно-фазовото състояние на облъчения материал. Набъбването започва след определен инкубационен период, през който материалът не набъбва, и се увеличава с увеличаване на флуенса на частиците.

Ориз. Фиг. 9. Зависимост на относителния обем на порите в реакторни аустенитни стомани AISI 304 и 316 от интегралния неутронен поток (E>0,1 MeV) при максималната температура на набъбване (а) и от температурата на облъчване при Ф=5*1026 m- 2 (б)

Инкубационното ниво на флуенс за чисти метали (за Ni е Ф=4*1021) m-2 е по-малко отколкото за сплави (за стомана 1026 m-2); зависимостта на набъбване от температурата има сложен характер с максимум при (0,4 - 0,45)Ттопи, а набъбването се установява в широк температурен диапазон от 0,25 до 0,55Ттопи (фиг. 9б). ) . При високи флуенси и високи температури се появява вторият максимум на набъбване ( Фиг.10).

Фиг.10 . Температурна зависимост на набъбване на чист Nb и Nb-1% Zr сплав, облъчена с Ni+ йони (а) и отгрята стомана 316 (б), облъчена в реактора до Ф=8*1026 m-2 (E>0,1 MeV) (1 ) и 1,3*1027 m-2 (E>0,1 MeV) (2)

Подуването се увеличава с нарастването на опънните напрежения σ в еластичната област според зависимостта:

ΔV/V=(ΔV/V)0(1+pσ)

където (ΔV/V)0 е раздуването на ненапрегнат материал; p е константа. С увеличение

напрежения до σ>σ0,2 поради увеличаване на плътността на дислокациите като потъвания на дефекти, набъбването намалява.

Процесът на набъбване значително зависи от наличието на газообразни продукти на ядрени реакции, като хелий, в материала, тъй като газът стабилизира ядрата на порите, намалявайки критичните им размери и увеличава плътността на местата за нуклеация на порите.

Начините за намаляване на набъбването на структурните материали са свързани с условията на облъчване и промените в структурното състояние на материалите чрез легиране, механични и термични обработки. При избора на основа от сплав трябва да се даде предпочитание на фино зърнеста

метали с bcc кристална решетка. Важно е да изберете елементния състав на сплавта с нисък добив (n,α) на реакцията на всички елементи на сплавта.

Легирането трябва да насърчава усъвършенстването на зърното, да намалява съдържанието на хелий и интерстициални примеси и да осигурява условия за максимално унищожаване на радиационните дефекти. Това се улеснява от въвеждането в сплавта на елементи с атомен радиус, по-малък от радиуса на основните атоми. Например, в стоманите и никела добавките от берилий и силиций играят положителна роля, чиито атоми, намиращи се в разтвор, насърчават привличането на интерстициални атоми, като по този начин предотвратяват образуването на бримки от интерстициални атоми и ускоряват рекомбинацията на дефекти . Допантите с размер на атома, по-голям от радиуса на атома на матрицата, улавят и задържат празни места в разтвора, предотвратявайки растежа на порите. Al, Ti и Mo, разтворени в никел, действат по този начин, но тяхното действие е по-малко ефективно от това на силиция и берилия.

Легиращите елементи също влияят на набъбването чрез промяна в енергията на дефекта

опаковка, повърхностна енергия, коефициенти на дифузия на дефекти и компоненти на сплавта. Например, колкото по-голяма е разликата в коефициентите на частична дифузия на компонентите, толкова по-малко е набъбването. Комбинираното добавяне на Si и Ti към аустенитна стомана е много ефективно.

Набъбването е максимално при метали с d-електронна обвивка, запълнена по-малко от половината (при 2, 3 и 5 електрона на d-обвивка), което показва влиянието на електронното състояние в металите върху поведението на радиационните дефекти.

Малки количества примеси играят положителна роля за потискане на подуването.

изпълнение. Те влияят върху разпределението и концентрацията на точковите дефекти и променят равновесната концентрация на свободните места. По този начин, с увеличаване на атомната концентрация на фосфор над 0,05%, подуването започва забележимо да намалява. Известно намаляване на набъбването се наблюдава при въвеждането на бор с атомна концентрация от 0,005% в стоманите, но при остарелите стомани ефектът е обратен.

Интерстициалните примеси при оптимална концентрация ускоряват рекомбинацията на свободни места и примесни атоми, отравят порите като поглътители на свободни места, дислокационни бримки и дислокации, забавяйки движението на последните. Сред слабонабъбващите са феритни и феритно-мартензитни корозионноустойчиви стомани, сплави от огнеупорни bcc-метали, сплави от hcp-метали.

Радиационно пълзене

При условия на облъчване нормалното (топлинно) пълзене се ускорява

натоварени конструктивни елементи на атомни електроцентрали, което води до промяна на формата им: удължаване и огъване. Радиационното пълзене играе важна роля при относително ниски температури (по-малко от 0,45 Tmelt), а при температури от 0,5 Tmelt и по-високи термичното пълзене вече играе основна роля. В резултат на съвместното действие на подуване и пълзене могат да възникнат много нежелани последствия във формата на промяна на структурните елементи на атомните електроцентрали. Както може да се види на фиг. 11, шестоъгълният корпус на горивния възел на реактора на бързи неутрони се увеличава по размер и лицата му се огъват.

Фиг. 11. Комбинирано действие на радиационно пълзене и набъбване, водещо до промяна на формата на обвивката на горивния модул

Последицата от радиационно-ускореното пълзене е значително намаляване (за разлика от краткотрайното пълзене) на дългосрочната якост на материалите под действието на облъчване. Радиационното пълзене възниква в резултат на плъзгане и катерене на дислокации. Ролята на радиацията се проявява по два начина. От една страна радиационните дефекти и техните натрупвания забавят движението на дислокациите. От друга страна, точковите радиационни дефекти допринасят за пълзенето на ръбовите дислокации, ускорявайки деформацията. Приносът на радиационните дефекти за ускоряването на пълзенето е по-значителен, отколкото за забавянето чрез забавяне на движението на дислокациите. Методите за намаляване на радиационното пълзене са подобни на методите за намаляване на набъбването, базирано на легиране на сплав (стомана), за да се получат твърди разтвори (заместване и интерстициален), да се образува равномерно разлагане на твърд разтвор и да се разпределят диспергирани частици от втората фаза, да се усъвършенстват зърно и контрол на нивото на вредни примеси.

радиационен растеж

Феноменът радиационен растеж се разбира като анизотропна промяна в размерите

кристали при облъчване без външно натоварване. Феноменът на радиационен растеж е характерен за анизотропни материали, като уран, цирконий, графит, при високи флуенси и материали с кубична решетка, като устойчива на корозия стомана. Зависимостта на радиационния растеж на металите от флуенса е сложна, което показва промяна в механизма на растеж с увеличаване на флуенса. В допълнение, в процеса на облъчване, релаксацията на макронапреженията в студено деформирани проби, промяната в плътността на метала в началния момент на облъчване, което влияе върху развитието на радиационния растеж. При високи температури единичен кристал расте по-бързо от поликристал. HCP металите, като цирконий, се удължават по оста a и се скъсяват по оста c.

Методи за борба с радиационния растеж, причинен от натрупването на точка

дефекти, дължащи се на образуването на отделни двойки Frenkel, трябва да включват обединението и да изключват разделянето на потоци от свободни места и интерстициални атоми. Това е възможно чрез увеличаване на подвижността на свободните места, например чрез повишаване на температурата на облъчения метал или чрез намаляване на подвижността на интерстициалните атоми (чрез задържането им в решетката), например чрез допиране с елементи с по-малък атомен радиус отколкото матричния.

Структурно-фазови промени (радиационно-стимулирана дифузия)

Образуването на точкови радиационни дефекти в облъчените материали и преди всичко на свободни места, прехвърля материала като термодинамична система в ново състояние, повече или по-малко стабилно спрямо съществуващото метастабилно състояние. Ролята на облъчването се проявява в интензифицирането на процесите на дифузия поради образуването на точкови дефекти, които намаляват енергията на активиране на дифузията, в принудителното движение на атомите в кристалната решетка поради сблъсъци между атоми (откатни атоми), в промяна в елементния състав поради ядрени реакции. Например, преходът на сплав към метастабилно състояние може да възникне в резултат на разрушаването на частици от втората фаза в каскада от сблъсъци атом-атом, което води до намаляване на нейния радиус до стойност, по-малко критична при дадени условия .

В зависимост от условията на облъчване, ускорението на дифузията може да бъде няколко порядъка. Данни за дифузията на мед в алуминий ( Таблица 5) показват, че основната промяна в коефициента на дифузия възниква при сравнително нискотемпературно облъчване (<0,3Tпл); высокотемпературное облучение (>0,5 Tm) не влияе на дифузията в металите.

Таблица . 5. Радиационно стимулирана дифузия на Cu в Al при неутронно облъчване

(>1,0 MeV).

При облъчване протичат радиационно-ускорени процеси, например разлагане на твърди разтвори, подреждане, растеж на ядрата на втората фаза и индуцирани от радиация процеси, например разделяне и сегрегация на елементи, образуване на втора фаза, промяна на формата (чрез разтваряне) на частици от втората фаза, разстройство, които се основават на дифузионни процеси. В резултат на това ролята на облъчването се проявява в образуването на атомни клъстери, разтварянето и промяната на формата на втората фаза, разпадането на стари и образуването на нови съединения, подреждане-разстройство и в други случаи.

Намаляването на енергията на бомбардиращите частици, тяхната интензивност и флуенс ще бъдат

спомагат за намаляване на дестабилизацията на структурата, като изключват образуването на дефекти като изтощена зона директно в каскадата. Допинговите методи могат да инхибират развитието на каскадата и следователно да намалят броя на радиационните дефекти и евентуално да подобрят тяхната рекомбинация. Стабилността на утайките на частиците от втората фаза може да бъде осигурена чрез забавяне на процеса на тяхното разтваряне поради изхвърлянето на атоми (атоми на отката) през интерфейса, частично разстройство чрез вериги от заместващи сблъсъци и радиационно стимулирана дифузия. Най-ефективният ефект върху процесите на дифузия е легирането на сплавта с елементи, които увеличават енергията на свързване на атомите. В този случай стабилността на фазовите и структурните (подредени) състояния може да бъде до известна степен повишена.

«ISSN 0134-5400 СЕРИЯ ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНОЛОГИЯ: Физика на радиационните увреждания и радиационното материалознание БРОЙ 1992 1/58/, 2/59/ УКРАИНСКИ НАУЧЕН ЦЕНТЪР...»

-- [ Страница 1 ] --

ХАРКОВ

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИ ИНСТИТУТ

СЕРИИ:

радиационно увреждане

и наука за радиационни материали

1992 1/58/, 2/59/

УКРАИНСКИ НАУЧЕН ЦЕНТЪР

ХАРКОВ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИ ИНСТИТУТ

СКЪПИ КОЛЕГИ!

Ако искате всички специалисти по атомна наука и технологии в страните от ОНД, Европа, Азия и Америка да знаят за вашите резултати от научни и технически изследвания и разработки в областта на физиката на радиационните явления, ядрените технологии и атомното материалознание, публикувайте статии и да публикувате реклами в списанието "Радиационни явления и ядрени технологии"

Наследник на популярния "жълт" сборник "Поредица: Физика на радиационните увреждания и радиационните материаловедения", издаван от 1975 до 1992 г.

Ниската цена, широчината на разпространение на списанието и ефективността на публикациите ви гарантират приоритет, популярност и привлекателност на нови клиенти.

Темата на списанието:

Физика на процесите на взаимодействие на радиация с веществото и радиационно увреждане;

Радиационни явления, възникващи в материалите на ядрени и термоядрени реактори, космическа и ускорителна техника;

Радиационни, йонно-лъчеви и ядрени технологии;

материалознание проблеми на безопасността на ядрени и термоядрени реактори и технологии;

Ядрено-физични методи за изследване на структурата, състава и свойствата на материалите и околната среда;

Периодичността на списанието е 6 броя годишно. Обемът на всеки брой е до 10 ак.-изд. листове.

Организации и частни лица могат да се абонират за 1993 г. като комплект и за отделни броеве.

Цената на един брой е 50 рубли, годишният комплект е 300 рубли.

Нашият адрес ви е познат отдавна:

3I0I08, Харков, ул. Академическа, 1 Харковски физико-технологичен институт.

Редакционна колегия на списание "Радиационни явления и ядрени технологии".

МОЛЯ, АБОНИРАЙТЕ СЕ!

ХАРКОВ

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИ ИНСТИТУТ

ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНИКА

СЕРИИ:

Физика на радиационните увреждания и радиационни материали

НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКИ СБОРНИК

БРОЙ 1/58/2/5 9/ ХАРКОВ - 1 9 9 2 UDC 539:621 Този сборник включва материали от 8-ма интердисциплинарна школа по физика на радиационното увреждане на твърдите тела (Алуща, 28 септември - 4 октомври 1991 г.) . В допълнение към традиционните рубрики, сборникът включва и раздела „Реакторни материали“, който включва доклади, представляващи значителен интерес за специалистите в областта на реакторното материалознание.

UDC 539:621 Изданието представлява колекция от доклади, представени на 8-ия семинар за радиационни увреждания в твърди тела (28 септември - 4 октомври, 1991 г., Алуща, Украйна) Обхванатите теми включват радиационни дефекти в кристали, ефект на облъчването върху структурата и свойствата на материали, хелий и водород в метали, оборудване и методи за изследване и реакторни материали.

–  –  –

Членове на редакционната колегия:

И. АЛТОВСКИП, 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, Е. А. К. САРАЛИДЗЕ

Раздел първи

РАДИАЦИОННИ ДЕФЕКТИ В КРИСТАЛИТЕ

UDC 537.312.62;548.4

МЕХАНИЗЪМ НА РАДИАЦИОННО СТИМУЛИРАНА ДИФУЗИЯ В HTSC

В. В. Кирсанов, Н. Н. Мусин (ТвеПИ, Твер) Разпространението на вериги от йон-йонни сблъсъци в YBa 2 CUj0 7 идеален кристалит D в присъствието на допълнителни кислородни йони, вградени в кислородни ваканции, е изследвано по метода на молекулярната динамика. Установено е, че когато в празно място се въведе допълнителен кислороден йон, в определени случаи процесът на образуване на дефекти се замества от радиационно стимулирана дифузия. Изчислени са ъгловите зависимости на праговата енергия на изместване на кислороден йон в празно място и нейното изменение при въвеждането на допълнителни кислородни йони. Определена е и ъгловата зависимост на енергията на активиране на процеса на миграция на имплантирани кислородни йони.

ВЪВЕДЕНИЕ Дефектите и техните натрупвания, създадени при облъчването на високотемпературни свръхпроводници (ВТСП) с бързи частици, оказват значително влияние върху критичните им параметри. Ето защо изследването на структурната природа на дефектите, образувани по време на облъчването, сега получава повишено внимание1I-5J. По този начин, in situ наблюдение на микроструктурни промени в Y-Ba-Cu-O при облъчване с He йони с енергия от 50, 150 и 170 keV от 0 [I] йони разкрива появата на малки включвания на Cu 2 O фаза. В този случай, преди появата на острови от вторичната фаза, не са открити нито дислокационни бримки, нито клъстери от дефекти, нито каквито и да било други повреди, с изключение на прехода орто-тетра, който се появява във всички случаи строго при едно и също увреждане ниво, равно на 0,1 отклонение. В допълнение, при подобно електронно микроскопско изследване на еволюцията на структурата R-Ba-Cu-0 (R=Gd, Eu) при облъчване с 50 keV с He йони при 15 и 300 K, беше установено, че ортотетра преходът се стимулира от разстройство на близки разстояния и не изисква мобилност на радиационните дефекти на големи разстояния. При облъчване при 15 K бяха открити дефектни клъстери с размер около 100 8, които са неразтворими в микроскопа, и също беше забелязано образуването на дислокационни бримки в близост до вече съществуващи дислокации. При облъчване при стайна температура не се наблюдават разширени дефекти. При нискотемпературно облъчване се установи дислокационно пълзене; това позволи на авторите да заключат, че поне някои от радиационните дефекти, вероятно кислород, са подвижни при 15 К. Намерени са прагови флуенси за аморфизирането на филми с различни редкоземни елементи, които се оказаха различни за Gd и Eu , което показва възможната отговорност за аморфизирането на катионните компенсации. Посочените прагове при 300 K се оказаха почти три пъти по-високи, отколкото при 15 K. Това може да се обясни с подвижността на катионните дефекти при стайна температура.

В тази статия електронно микроскопско изследване на структурата на Y-Ba-Cu-O, облъчено с неутрони до флуенси от ~2 * 10 "cm" 2, показва наличието на клетъчна структура, състояща се от микрокристалити или клетки 50 ... 500 8 по размер, заобиколен от стени от силно неподреден или аморфен материал. Стените показват предпочитание да се удължат по посока и да включват равнината a-b.

Изследванията на поликристали Y-Ba-Cu-O, облъчени с йони Xe с енергия 3,5 GeV с помощта на електронна микроскопия с висока разделителна способност, също позволиха да се направят редица важни изводи. Първо, бяха открити локални промени в стехиометрията на кислорода, придружени от подреждане на свободни места в къси разстояния в равнините на Cu (I) -0. На второ място, беше отбелязано наличието на аморфни области с размер 50 d, които са локализирани в равнините Cu(I)-0 и Ba-O.

В скорошна работа [5] структурата на неутронно-разреден Y-Ba-Cu-O беше изследвана чрез електронна микроскопия. Открити са дефектни области, които присъстват в облъчените и липсват в необлъчените проби и са разположени успоредно на равнините a-b и подравнени по посока.

Бяха открити както тесни области, идентифицирани като термичен клин, така и широки (изместващ клин). Ширината на термичния клин по оста c се оценява на 13,6 l, дълб

В няколко параметъра на решетката a и дължината е от порядъка на I µm. Анализът доведе авторите до заключението, че тези региони се основават на отстраняването на равнините Cn(1)-C от локалния регион и релаксацията на останалите 3a-0 слоеве с образуването на дефектна лента. Размерите на изместващия клин, който се образува, според авторите, поради отстраняването на кислородните йони и отстраняването им в съседни пегиони, се определят приблизително (дължина 1 µm, ширина и дълбочина ~ 100...300 l). Размерите на термичния клин от порядъка на 10...20 l съответстват на стойността на кохерентната дължина и следователно могат да служат като ефективни центрове за закрепване.

По този начин можем да заключим, че в облъчените HTSCs се образуват дефектни клъстери (интерстициални фази, грешки в подреждането, дислокации, каскади и др.) С размер 10 ... 50 8. Механизмите на тяхното създаване и микроструктура все още не са ясни.

ВЪПРОСИ НА АТОМНИТЕ ПАЯЦИ И ТЕХНОЛОГИЯТА.

Серия: ФИЗИКА НА РАДИАЦИОННИТЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ И РАДИАЦИОННИТЕ МАТЕРИАЛОЗУКИ. 1992. бр. 1(58), 2(59). 1-137.

Появяват се доказателства за локализация на дефекти в слоеве Cu-0, които могат да корелират с праговата енергия на изместване на йони [6]. Редица автори предполагат, че основният процес на образуване на дефекти, отговорен за влошаването на свойствата и прехода орто-тетра, е разстройването на кислородната подсистема. Това се обяснява с ниската стойност на праговата енергия на изместване на кислородните йони. Но ситуацията всъщност не е толкова проста. Наличието на кислородни свободни места води до съществуването на различни миграционни механизми, които не променят цялостната дефектност на кислородната подрешетка, което се проявява по-специално в E немонотонната зависимост на Tc от потока на протоните [7]. Следователно въпросите на физиката на радиационното разстройство на HTSCs все още чакат да получат отговор. Компютърната симулация е полезен инструмент за изясняване на механизмите на образуване на каскади от сблъсък и други клъстери от дефекти, миграцията на дефекти. Представените по-долу резултати, получени с помощта на метода на молекулярната динамика, показват, че при определени условия е възможно да се промени механизмът на образуване на дефекти в кислородната подсистема към процеса на радиационно стимулирана дифузия.

МЕТОДИ Изчислителният експеримент е проведен върху моделен кристалит Y B a 2 C u, 0, който има формата на правоъгълен паралелепипед и е издължен по посока на разпространение на веригата. Изчисленията са базирани на метода на молекулярната динамика.

Изчисленията бяха извършени с помощта на програмата ROT), която описахме подробно в [18]. Зоната на спонтанно унищожаване на двойки Frenkel не е конкретно определена. Стабилността на получените Frenkel двойки беше тествана чрез задържане на получената конфигурация за дълго време, докато кристалните йони спрат напълно. Топлинните вибрации на кристалните йони не са взети под внимание, тъй като се предполага, че работните температури на HTSC са относително ниски. Междуйонните потенциали на взаимодействие са взети от .

РЕЗУЛТАТИ Изследвахме разпространението на вериги на сблъсък на Cu-0 по оста z (посока). Подробностите за разпространението на такива вериги (фокусиране, йонни замествания, бързо разпадане, образуване на дефекти, силни колебания на кислородни йони), както и праговите енергии на изместване на кислородните йони, са описани в предишни публикации.

Както беше показано по-рано, изместването на кислородни йони в кислородни свободни места изисква много по-малко енергия, отколкото изхвърлянето на медни йони от техните места.

–  –  –

Фигура 1 показва процеса на изхвърляне на кислороден йон в празно място. Първичният ударен атом (PKA) беше медният йон Cu, неговата енергия беше 24 eV, а ъгълът на излизане беше 5, 7 ° спрямо оста на веригата. Кислородният йон 0 се измества от позицията на оста на веригата до свободното място на кислорода 0(5). Още повече, че новата му позиция на това свободно място е доста стабилна. Този процес може да се припише на определена прагова енергия за образуване на стабилно изместване, като минималната енергия, която трябва да бъде прехвърлена към PVA, за да може кислородният йон да се премести от позицията си към естествените свободни места, присъстващи в кристалната решетка. Означаваме го с E°.

Що се отнася до други видове измествания, трябва да се очаква, че праговата енергия на изместването на кислорода зависи от посоката на излъчване на PKA. Ъгловата зависимост на E5 в случая на PVA - йон Сt е показана на фиг.2. Положителен ъгъл съответства на посоката на отклонение на PVA, при което векторът на началната скорост се завърта по посока на часовниковата стрелка от оста на веригата. Тази зависимост е изследвана за ъгли от 0,5...10°. Ъгълът на отклонение, равен на 0, не беше взет предвид, тъй като при този ъгъл проблемът се изразява (поради симетрия) в линеен и праговата енергия на изместване става безкрайна. Също така не са изследвани ъгли, по-големи от 10 °, тъй като поради ограничения размер на кристалита при големи ъгли съществува опасност да се пропусне развитието на странични вериги от сблъсъци, което може значително да промени величината на праговата енергия на изместване. Както се вижда от фиг. 2, минималната стойност на праговата енергия се достига под ъгъл 8 и е 21 eV. При по-малки ъгли стойността на Edvd се увеличава плавно, тъй като ъгълът на отклонение намалява до стойност, равна на 28 eV при α = 0, 5 °. При ъгли, по-големи от 8, праговата енергия рязко нараства, достигайки 35 ?V при 10°.

EV 40,00 35,00 30,00

–  –  –

Фиг.4. Динамиката на веригата от сблъсъци в равнинните PVA скали е аналогична на Фиг. 1. 0 3, 0* - допълнителни PVA метри, аналогични на Фиг. 1, PVA емисионен ъгъл Кислородни йони

6". 03 - допълнителен кислороден йон. Интерес представлява поведението на точно същата верига, когато в кристалита се въвеждат допълнителни кислородни йони, които се поставят в позициите на подредени кислородни ваканции (фиг. 3, 4, 6). В фигурите въведените йони са означени като Oe и 0. Въвеждането на допълнителни кислородни йони затваря преминаването на йона Oj до позицията, в която е влязъл при преминаване през подобна верига без вмъкнат кислород. Поведението на кислородните йони на веригата променя противоположната страна от Cu2 iol и не е заета от йона, въведен по-рано.В този смисъл, поведението на Oi йона във веригите на фиг.

по същия начин. Йон 0, по време на разпространението на веригата, се измества към мястото на освободения кислород. И след преминаване през веригата, ние получаваме разположението на йоните, както преди началото на движението, само с имплантирания кислороден йон, който е в позиция, симетрична спрямо веригата Cu-0. И това означава, че въпреки че движението на кислородните йони се извършва, след преминаване през веригата се наблюдава модел, подобен на първоначалния. От тази гледна точка не се получава образуване на стабилно изместване на кислородни йони. Този процес напомня повече на радиационно стимулирани дифузионни измествания. Такива движения не се наблюдават за всички ъгли на отклонение. Фигура 4 показва верига от сблъсъци при ъгъл на излъчване на PKA от 6°, по време на чието разпространение не се наблюдава изместване на допълнителния 0 3 йон. Както беше установено, при ъгли на отклонение, по-малки от 3°, протича процес на радиационно-стимулирана дифузия. При ъгли, по-големи от 3°, изхвърлянето на кислороден йон при 0(5) се пече без смесване на имплантирания кислороден йон в освободения възел (фиг. 4). Ъгловата зависимост на енергията на активиране на този процес (по-правилно е да се нарича енергия на активиране на миграцията на кислород E^, за разлика от праговата енергия на стабилно изместване на кислород E$, която беше обсъдена по-горе) е показана в Фиг. 6.

–  –  –

Тук е показана и зависимостта E°j. Посоката към имплантирания йон съответства на отрицателни ъгли. Може да се види (виж фиг. 6), че за различни ъгли на отклонение съотношението на E$ и E^ е различно. За ъгли от -10...3° се наблюдава само процесът на миграция на кислород. В този случай няма стабилни измествания на кислородните йони и можем да приемем, че E$ отива в безкрайност. За ъгли 3...I00 се наблюдава обратната зависимост: стабилното изместване на кислородните йони изисква по-малка стойност на EjjgA от процеса на миграция. В този случай E се оказва с 3 ... 5 eV повече от E $. Минималната стойност на Eg е 15 eV при θ = 4°, а минимумът на E° се достига при изходен ъгъл 10° и е равен на 16 eV.

В случай на въвеждане на два допълнителни йона (виж фиг. 5), възниква циклична пермутация на четири кислородни йона (0i, 0", 0e и 0"), в резултат на което подреждането на кристалните йони не се променя промяна. В този случай всички кислородни свободни места около йоните на веригата са заети и йон 0 няма друга възможност освен да изхвърли имплантираните йони от заетата позиция. Допълнителният йон, от своя страна, скача до позицията на йон 0a, което довежда втория допълнителен йон до освободения възел 0!. Процесът наподобява известния пръстеновиден механизъм на дифузия.

По този начин, въз основа на компютърна симулация на процеса на образуване на удар на изместени йони в облъчени монокристали YBa 4 Cu »O 7, може да се заключи, че процесът на образуване на дефекти може да се конкурира с радиационно стимулирана дифузия, която не образува дефекти . Следователно, запълването на свободните места с кислород може да доведе до забавяне на процеса на радиационна деградация на свойствата на HTSN, което косвено се потвърждава от фактите за намаляване на устойчивостта на радиация с намаляване на съдържанието на кислород в пробите YBa,Cu,O, .

БИБЛИОГРАФИЯ

1. LeGoues F., Ruault M., Clark G. et al. In situ изследвания на микроструктурни промени в UVa g C1b0 7 _* по време на 0 и He облъчване // Фил. Маг. А. 1989 г.

Том 60. № 5, P.525-538.

2. Ruault M., Bernas H., Gasgnier M. In situ структурна еволюция на йонно облъчен P.-Ba-Cu-O (R = Eu, Gd) свръхпроводник // Phil. Маг. Б. 1989 г. Т. 60.

3. Kirk M., Frischherz M., Liu J. et al. Структурата на увреждане от неутронно облъчване в YBa 2 Cu,0,. x // Фил. Маг. Lett. 1990. Том 62. № 1. С.41-49.

4. Bourgault D., Hervieu M., Bouffard S. et al. 3.5 CeV ефекти на облъчване с ксенонови йони в свръхпроводящия оксид YBa 2 Cu 3 O,_j (6 h 0.1): A HREM изследвания // Nucl. инстр. Мет. Phys. Рез. B. 1989. Том B42. № 1. С.61-68.

5. Janam R., Ramakrishna K., Srivastava 0. et al. Електронномикроскопски изследвания на неутронно облъчени Y B a 2 C u ) 0 7 _ x високотемпературни свръхпроводящи монокристали // Sol. статистика. общ. 1991. Том 77. № 4. С.259-263.

6. Кирсанов В.В., Мусин Н.Н. Прагови енергии на изместване във високотемпературни свръхпроводници // Phys. Lett. А. 1991. Т.153. P.493-498.

7. Никонов А.А., Сотников Г.В., Токарев А.С. Немонотонна зависимост на температурата на свръхпроводящ преход на съединението YBa 2 Cu 3 0 от флуенса по време на протонно бомбардиране // SFCT. 1989. Т.2. номер 1. C.7-II.

3. Кирсанов В.В., Мусин Н.Н. Алгоритъм за изчисляване на динамиката на радиационното увреждане и свойствата на точковите дефекти във високотемпературни свръхпроводници:

Предпечат. Твер: ТвеПИ, 1990.

9. Chaplot S.L. Фононни дисперсионни криви в Y B a 2 C u 3 0, Phys. Rev. Б. 1988 г.

Том 37. № 13. P.7435-7442.

10. Кирсанов В.В., Мусин Н.Н. Процесът на образуване на радиационни дефекти в YBa 2 Cu 3 O, // Писма в 1TF. 1989. Т.15. № 23. стр.71-74.

11. Кирсанов В.В., Мусин Н.Н. Динамичните тълпи и образуването на точкови дефекти във високотемпературни свръхпроводници // Phys. Lett. A. 1990. Vol.l43A. N 8.

12. Vichery H., Rullier-Albengue F., Pascard H. et al. Ефекти от нискотемпературно електронно облъчване върху монокристален и синтерован YBa 2 Cu 3 0.-5 // Physica C 1989. Vol.159. P.697-706.

UDC 621.039.531:546.881

Ефект на облъчване и деформация върху взаимодействието на интерстициалните примеси

С ДЕФЕКТИ ВЪВ ВАНАДИЙ

M.I.Zakharova, N.A.Artemov (IPPE, Obninsk) и резултатите от изследване на ефекта от облъчване, деформация и отгряване T l върху взаимодействието на интерстициални примеси (кислород, азот, въглерод) с дефекти в кристалната решетка в едно- и поликристален ванадий по метода на нискочестотно вътрешно триене.

Взаимодействието на чужди атоми с дефекти в кристалната решетка, което води до локални сегрегации и създаване на концентрационна нехомогенност на примеси или легиращи елементи, до голяма степен определя структурата и физико-механичните свойства на реалните кристали.

Ванадият е един от обещаващите материали за ядрени реактори и реактори за термоядрен синтез, чиито условия на работа създават реална възможност за сложни процеси на възникване и миграция на решетъчни дефекти и примеси под едновременното действие на механични и радиационни полета.

В настоящата работа ефектът от облъчване, деформация и отгряване до 0,8 Tm върху взаимодействието на интерстициални примеси (кислород, азот, въглерод) с дефекти във ванадий се разглежда по метода на нискочестотното вътрешно триене.

МАТЕРИАЛИ, ЕКСПЕРИМЕНТАЛНИ УСЛОВИЯ

Изследвахме монокристален ванадий, получен по метода на електронно-лъчево безтигельно зоново топене и поликристален ванадий в състояние на доставка. Образци под формата на правоъгълни призми с размери 1,7x1,7x22,4 mm се изрязват по метода на електроискра от монокристален прът с ориентация 100 по оста. След това, чрез химическо и електролитно полиране, повреденият слой от 200 µm беше отстранен от всяка повърхност. От прът с диаметър 4 mm от поликристален ванадий се изработват кръгли проби под формата на дъмбели с размер на захващане 3 mm и работна част 2 mm. Втвърденият слой също беше отстранен химически.

Според данните за електрическото съпротивление, общото количество примеси в двата материала е приблизително I at.%. Стойностите на електрическото съпротивление на висока чистота I at.% примеси се увеличават 298; k Материал 77 K електрическо съпротивление при 5.16-10-0m-m.

Образците са деформирани Vysokochisty 19, 62 2.28 чрез усукване до 100% (5g). Монокристал 26, 18 7,84 деформиран. Равновесното състояние се достига след 100 минути и не се променя до 300 минути. Извеждането на пика до плато съответства на насищането на изтичащите води с кислородни атоми. След това същите проби се отгряват изохронно.

Облъчването е проведено в активната зона на реактор БР-10 до флуенс 1.14*10 неутрон/m2 (E0.1 MeV) при температура 460°C. Изохронното отгряване на пробите се извършва след 100°С в температурния диапазон 300...1400 С във вакуум не по-лош от I 10"" Torr.

Вътрешното триене се измерва по метода на торсионното махало в амплитудно-независимата област с честоти 4 и 14 s*1 за единичен кристал и 5...6 и 22...23 s** за поликристал за огъване и усукване. вибрации, съответно. Енергията на активиране на процесите на релаксация се определя по стандартния метод [2, стр.49].

РЕЗУЛТАТИ И ТЯХНОТО ОБСЪЖДАНЕ

Вътрешно триене на ванадий по време на изохронни отгрявания Фигура 1 показва температурната зависимост на вътрешното триене на изходния поликристален ванадий преди и след изохронни отгрявания (торсионни вибрации). За всички криви се наблюдават два максимума при температури приблизително 230 и 330°C. Енергиите на активиране, определени за пиковете на релаксация, са 1.0 и 1.5 eV. Намерените енергии на активиране са близки до стойностите, дадени в работата: 0,87 и 1,48 eV за Snook релаксация на кислородни и азотни атоми във ванадий.

Както се вижда от фиг. 1, експерименталните спектри са доста сложни и е препоръчително да се разделят на компоненти. Пример за разлагане на спектъра

–  –  –

Фиг.5. Температурна зависимост на вътрешното триене:

I - необлъчени; 2 - след облъчване; 3 - облъчен и закален при 700°C; 4 - монокристален ванадий, облъчен и закален при 1200°C

–  –  –

Методите на прецизната рентгенова дифрактометрия, трансмисионната електронна микроскопия и измерването на електрическото съпротивление in situ в имплантатора се използват за изследване на образуването на слоеве с повишена концентрация на радиационни дефекти и отстраняването им на дълбочини, които значително надвишават проективния диапазон (Rn ) в зависимост от енергията, дозата (D=1(G.. .5-GO * cm "14) и feMnepaTy" pbi (IOO и 293 K) облъчване (E \u003d 1 ... 20. cab), H йони д.

При субмикрометрова дълбочина на проникване на Xf йони, поради ефекта на взаимодействието на дълги разстояния, структурата и свойствата на твърдите вещества могат да се променят при микрометрови дълбочини Xj. Механизмът на ефекта не е напълно изяснен. При повишени температури вероятно е свързано с радиационно-стимулираната дифузия на имплантираните примеси, емитирани от свиващи се пари на Френкел или каскади на изместване („радиационно разклащане“).

За да се изясни естеството и особеностите на проявлението на ефекта на дълги разстояния, е необходимо цялостно изследване на ефекта на енергията на облъчване, дозата и температурата върху моделите на натрупване на точкови дефекти и дислокационни бримки, както и преразпределението на дислокациите в a-Ti епитаксиални филми с различни дебелини.

ОБРАЗЦИ И ЕКСПЕРИМЕНТАЛНА ТЕХНИКА

Като проби за изследването използвахме епитаксиални a-Ti филми, ориентирани от равнината (0001), успоредна на повърхността на субстрата от слюда от флуорофлогопит и съдържащи разтворен кислород в количество Ко = 0,05 ... 6 ат.% 19]. В първоначалното състояние филмите, като правило, са в симетрично равнинно напрегнато състояние. Енергията на He йони (E=1...20 keV) и дебелината на филмите варират в широки граници, осигурявайки съизмеримост и значителна разлика в дебелините H на филма и дефектообразуващия слой Xf (K=Xt - тънки ленти; HXf - дебели филми). Номерата на пробите (№ 1.4 - H=60 nm; № 2 - H=600 nm; № 3.5 - H=720 nm; № 6 - H= 340 nm) на всички фигури, с изключение на Фиг. 1.6, съответстват на числа на кривите. Температурата на облъчване на пробите е Tj=100 и T2=293 K. Тъй като при Tj интерстициалните атоми са подвижни, а ваканциите и техните комплекси са неподвижни, се създава дисбаланс в потоците от дефекти от интерстициален и вакантен характер.

Плътността на снопа от He йони, имплантирани във вакуум (~10"* Pa) не надвишава 1 μA"cm2, което практически изключва радиационно нагряване на пробите. Структурните изследвания бяха извършени чрез описаните по-горе методи на прецизна рентгенова дифрактометрия и трансмисионна електронна микроскопия (тънки филми).

В допълнение, натрупването на точкови дефекти във филмите беше изследвано in situ чрез измерване на електрическото съпротивление, използвайки стандартната четириточкова схема. При оценката на увеличението на DR на електрическото съпротивление p на дебели филми, причинено от натрупването на точкови дефекти извън слоя Xf, беше взето предвид нехомогенното разпределение на радиационни дефекти, хелий и кислород по дебелината. Предполага се, че филмът може да бъде представен като трислойна паралелна връзка на проводници с различни p.

Първият е повърхностният слой с дебелина Xj = X100 nm, който съдържа радиационни дефекти и хелий. Вторият слой е слой X^ с "далечно действие" с дебелина Xi-Xd-H-Xi-X» с радиационни дефекти, дифундиращи от слоя Xf. Третият слой беше разположен близо до интерфейса филм-субстрат и имаше дебелина Xj »I50 nm. Концентрацията на интерстициалните атоми Cmd извън слоя Xf, която според нашите идеи е причинила ефекта на дълги разстояния, беше оценена от промяната в съпротивлението ip 2 на втория слой

–  –  –

където Rp p е увеличението на съпротивлението на тънки слоеве с дебелина H«Xi«Xf, причинено от облъчване. Първото от равенствата е валидно, тъй като съпротивлението на дебелите филми варира малко с дебелината. Второто е вярно, ако приносите към съпротивлението от радиационни дефекти и хелий, от една страна, и кислород, от друга страна, са адитивни. Третото равенство предполага, че промяната в съпротивлението на наситените с кислород слоеве под действието на облъчването е незначителна. Тези предположения позволяват да се използват само експериментални данни и да се избегнат сложни изчисления, които изискват отчитане на дълбочината на разпределението на кислорода и радиационните дефекти и тяхното взаимно влияние.

Заедно с in situ измерване на увеличението на съпротивлението за проби, облъчени при Ti=I00 K, бяха записани спектри на отгряване.

РЕЗУЛТАТИ И ДИСКУСИЯ

Нека първо разгледаме ефекта на енергията и дозата на облъчване върху структурните промени, настъпващи по време на облъчване на тънки слоеве, получени чрез дифракционни методи (фиг. 1) и чрез промяна на електрическото съпротивление (фиг. 2-5). Ако облъчването се извършва при стайна температура, наблюдаваните немонотонни промени в относителната ширина на отраженията и увеличаването на периода на решетка C трябва да бъдат свързани съответно с взаимодействието на точкови дефекти с дислокации и образуването на интерстициални дислокационни бримки (DLs ). Последните се откриват на електронномикроскопски изображения при дози на облъчване ^ I - 1 0 "йон / cm2 под формата на черни точки ^ 5 nm по размер. Горната граница на концентрацията е цялото увеличение на периода на решетка C до образуването на интерстициален DP, което е еквивалентно на изпълнението на връзката C m i p \u003d qC / C. Тогава при доза на облъчване от -v-N0 "йон / cm2, когато периодът C се увеличава най-бързо, C M L p 3 * 1 " * - Изчислената сума на броя на преместванията на атом е значително по-голяма от ^ 6 "10" 2. От това следва, че само 0,5% от образувалите SIA участват в образуването на интерстициалния DP. Според разликата в електрическото съпротивление на тънки слоеве при T = 10 0 K (cm Фиг. 2, крива I) и Т = 293 (виж Фиг. 3, крива 4) е възможно да се оцени увеличението на съпротивлението (приемайки dr m ~ DR A) поради SIA, която не се рекомбинира със свободни места, и pol rm s, като се вземе предвид XI) концентрацията на CMA C m (вижте Фиг. 4, големи триъгълни икони). и концентрацията на интерстициалните атоми, утаени върху дислокациите:

–  –  –

Фиг.3. Големината на нарастване на специфичното електрическо съпротивление AR В зависимост от дозата D, дебелината H и енергията на облъчване E при Tg=293 K: 3 - H=720 im, E==5 keV; 4 - H=60 nm, E=5 keV; 6 - H \u003d \u003d 380 nm, E "2 keV -  -  -

В този случай се приема, че увеличаването на електрическото съпротивление в тънките слоеве при стайна температура се дължи главно на нископодвижни комплекси хелий-ваканция, а при 100 K - на нископодвижни нерекомбиниращи SIA конфигурации и техните комплекси с примеси. Оказва се, че при D = 1 * 10 " йон / cmg C m d 5 * 10" 3, докато C M d P * 3 * 10" *, т.е. в съответствие с (4) по-голямата част от SMA се установява върху дислокации. Настанявайки се върху дислокации, SMA ги кара да се изкачват, което води до промяна в плътността на дислокациите.При ниски дози облъчване плътността на дислокациите намалява, което се проявява в намаляване на ширината на отраженията (виж фиг. 1, крива 3 ). При D1 * 10 ", ширината започва да се увеличава, очевидно поради увеличаване на размера и концентрацията на интеркалационните вериги. Интерстициалните бримки се образуват не само в базалните, но и в наклонените равнини, в резултат на което периодът на решетка a във филма, който не е отделен от субстрата, намалява (виж фиг. 1, крива 2). Завършвайки обсъждането на резултатите за тънки филми, сравняваме концентрацията на SIAs, които не са се рекомбинирали със свободни места (вижте Фиг. 4, големи триъгълни символи) с концентрацията, изчислена от теорията на LISH (42 SMA/йон) и TRN стандарта (20 1 SMA/йон). Както следва от такова сравнение, с увеличаване на дозата на облъчване от 5"10*...1*10" cm*, относителният дял на нерекомбинираните SMA намалява от 3...6 на 1...2 %. Това несъмнено се дължи на засилването на рекомбинацията на SMA и свободни работни места с ниска мобилност.

За да проучим характеристиките на отстраняването на дефекти извън слоя на тяхното образуване, сега ще разгледаме по-подробно резултатите от изследването на ефекта на облъчване върху структурата на дебели филми с H ^ 3X f. Дозовите зависимости на относителното изменение на периода на решетка C и ширината на рентгеновите отражения B имат формата на криви с насищане, характерни за тънките слоеве, само за достатъчно високи енергии на облъчване E^15 keV (фиг. 6, криви 4,5), когато H=3Xf. Когато енергията на йона намалява до I...5 keV и, следователно, съотношението H/Xf 5 се увеличава, формата на зависимостите се променя качествено. При ниски дози облъчване (^5 * 10" cm"2 се появяват минимуми на кривите dC/C и dB/B. С намаляването на E минимумите се появяват все по-ясно. Намаляването на ширината на отраженията показва намаляване на плътността на дислокациите, причинено от появата на радиационно стимулирано отгряване. При тънки филми такова отгряване е по-слабо изразено, очевидно поради блокиращия ефект на хелия, проникващ в цялата дебелина.

Намаляването на периода на решетката може да бъде причинено както от радиационно индуцираното образуване на изваждането DP, така и от радиационното отгряване на дефекти от кондензационен характер, които увеличават периода на решетката. Освен това под въздействието на облъчване може да възникне преразпределение на примеси, по-специално кислород. Тъй като изчисленото изменение на електрическото съпротивление в слоя Xr също леко намалява (виж фиг. 4, крива 3), трябва да се даде предпочитание на процесите на радиационно стимулирано отгряване на точкови дефекти и преразпределение на кислорода. Въпреки това, концентрацията на кислород не надвишава границата на разтворимост и по-равномерното му разпределение по дълбочина може да причини рязко увеличение на съпротивлението на централната част на пробата. Оттук следва, че в началните етапи на нискоенергийното облъчване протичат радиационно стимулирани процеси на отгряване на точкови дефекти с кондензационен характер. Изброените процеси (с намаляване на периода на решетката) най-вероятно са свързани с миграцията на свободни места или незаети места дълбоко в извадката. 2 Ефекти от намаляване на периода на решетка и ширината на рефлекса!

максимум (nC/C=-2.4 10" 0% и 2dV/B= -15%) при определена достатъчно висока дислокационна плътност P d M O cm", ниска концентрация на кислород Kd ^ 0.5 at.% и енергия E =4 keV. Предполага се, че това създава оптимални условия за абсорбиране на SIA и създаване на некомпенсиран поток от свободни места дълбоко в пробата, причинявайки наблюдаваните ефекти на радиационно отгряване на първоначални дислокации и точкови дефекти. Освен това SIA се абсорбират не само от дислокации, но и от повърхността на филма. Последното е най-вероятно само при относително ниска йонна енергия, когато дълбочината на проникване е малка.

С увеличаване на дозата на облъчване D5 * 10 "cm" с нискоенергийни йони (E \u003d 1 ...

5 keV) на дебели филми (H/Xf5), стойностите на DV/V и DS/C нарастват (вижте Фиг. 6, криви I, 2, 3), докато за високи енергии на облъчване (H/Xf^3 ) съответните зависимости са наситени. Очевидно в последния случай е завършено образуването на стабилна структура от радиационни дефекти, което е придружено от трансформацията на интерстициалните бримки в дислокационни заплитания.

За по-подробно разбиране на процесите на натрупване на дефекти извън слоя на тяхното образуване е необходимо да се сравнят характеристиките на промените в съпротивлението и концентрацията на дефекти за тънки и дебели (виж фиг. 4, големи и малки триъгълни знаци , съответно) филми в зависимост от дозата на облъчване при 100 K. Вижда се, че при тънки филми и Xr слой, като промените скалите десетократно, двете зависимости практически съвпадат.

По този начин моделите на натрупване на дефекти в тънкия слой на проективните диапазони и извън него са еднакви. Това потвърждава направените предположения за дифузионния характер на отстраняването на дефектите. Интересно е също да се сравнят интегралните количества отстранени и образувани дефекти C M * X 2 и C M * H, където H е дебелината на тънките слоеве. За по-дебели (H=720 nm, крива 5) и по-малко дебели (H=600 nm, крива 2) - тези стойности са i 0,5 (C M * H). Съвпадението на стойностите на C M * X 2 за дебели филми с различни дебелини е в съответствие с концепцията за дифузионния характер на отстраняването на интерстициалните атоми. Съизмеримостта на стойностите на C M H и Cm * Xr означава, че броят на натрупаните интерстициални атоми в слоя на проективния диапазон и извън него е сравним. Сходството на спектрите на тяхното отгряване при нагряване на образците също говори в полза на идентичността на дефектите, които остават в слоя на тяхното образуване и се натрупват извън него (виж фиг. 5.). Първият нискотемпературен максимум в тези спектри е свързан с отгряването на интерстициалните атоми и техните комплекси с примеси, докато вторият очевидно има вакантен характер.

Когато се изучават спектрите на отгряване, остава неясно защо температурата, съответстваща на отгряването на интерстициалните атоми 133.

163 K, много по-висока от температурата на облъчване от 100 K, която осигурява миграцията на интерстициалните атоми. Очевидно е, че при облъчване подвижността на SIA е по-висока, отколкото при отгряване, т.е. поради ефекта на разклащане на облъчването. Също така е интересно защо интерстициалните атоми могат да мигрират на дълбочина от ~ 1 μm при достатъчно висока плътност на дислокациите Pn ^ 1010 CM" 2, което ограничава дължината на дифузия Lj до L1 $ (pd)" ^ "x" 100 nm. Очевидно при ниски температури, поради наличието на енергийна бариера за абсорбцията на конфигурацията на разделената SIA, нейната абсорбция от дислокация е възпрепятствана.

Описаните по-горе експериментални данни ни позволяват да приемем, че за микрометрови дълбочини и ниски температури на T293 K облъчване ефектът на дълги разстояния се дължи на миграцията на интерстициални атоми от зоната на проективните диапазони в по-голямата част от пробите. Относителната концентрация на неунищожени изместени атоми не надвишава няколко процента и намалява с дозата на облъчване поради повишена рекомбинация на SIA и свободни места в слоя на проективния диапазон, тъй като последните се натрупват.

Повишаването на температурата на облъчване драстично променя ситуацията. В този случай, до дози на облъчване от 5 * 10" cm"2 и при ниски йонни енергии, интензивното поглъщане на SIA от повърхността и създаването на излишен поток от свободни места, което причинява радиационно стимулирано отгряване на дълбоки слоеве, е възможен. Само след дози от 5"I0 15 cm"2 е възможно интерстициалните дефекти да се натрупат в по-голямата част от пробите.

Горните съображения са в съответствие с добре известния факт, че е невъзможно да се постигнат положителни ефекти при повърхностно втвърдяване при ниски дози имплантиране на леки йони, извършено при стайна температура.

БИБЛИОГРАФИЯ

1. Гусева M.I. Йонна имплантация в не-полупроводникови материали // Резултати от науката и технологиите. сер. Физически основи на лазерната и лъчева технология.

Т.5. М.гВИНИТИ, 1989. С.5-54.

2. Скупов В.Д., Тетелбаум Д.И., Шенгуров Г.В. Влияние на разширени дефекти в първоначалните кристали върху ефекта от действието на дълги разстояния по време на йонна имплантация // Писма до 1TF. 1989. Т.15. Проблем. 22. С.44-47.

3. Козма А.А., Пинегин В.И., Плешивцев Н.В., Собол 0.8. Проява на ефекта на далечно действие по време на повърхностно облъчване с хелиеви йони // Кристалография.

1991. Т.36. IP3. стр.785-788.

4. Макарец Н.В., Фалко Г.Л., Федорченко А.М. Разпрашване на целевата повърхност и радиационно стимулирана дифузия на примеси // Повърхност. 1984. № 5.

5. Крупкин П.Л. Механизмът на пренасяне на радиационни дефекти в твърди тела // Взаимодействие на атомни частици с твърдо тяло. М., 1987. Т.2. стр.188-190.

6. Жуков В.П., Болдин А.А. Генериране на еластични вълни по време на еволюцията на пиковете на изместване // Атомна енергия. 1987. Т.64. IP6. стр.375-379.

7. Семин Ю.А., Скупов В.Д., Тетелбаум Д.И. Усилване на еластични вълни, генерирани от йонна бомбардировка по време на разпространение в кристал с дефектни клъстери // Писма до 1TF. 1988. Т.14. Проблем. 3. С.273-276.

8. Indenbom V.L. Вътрешни напрежения, възникващи по време на облъчване // VANT.

Серии: FRP и RM. 1985 г. бр. 2 (35). S.3-8.

9. Е. Н. Зубарев, А. А. Козма, С. В. Малихин и С. Т. Рощенко, „Структурни характеристики на a-Ti монокристални филми, кондензирани в ултрависок вакуум”, PFKhM. 1991. I 5. С. 124-132.

10. Шалаев А.М. Свойства на облъчени метали и сплави. Киев: Наукова думка, 1985.

11. Буренков А.Ф., Комаров Ф.Ф., Кумахов М.А., Темкин М.М. Пространствени разпределения на енергията, освободена в каскада от атомни сблъсъци в твърди тела. М.: Енергоатомиздат, 1985.

12. Иванов В.В., Чернов В.М. Влияние на еластичните полета на дислокациите върху равновесните конфигурации на присъщите интерстициални атоми в кубични кристали. 4.1.2 // Атомна енергия. 1986. Т.61. Проблем. 6. C422-43I.

Статията е получена в редакцията на 11.03.1992 г.

UDC 539.2:539.12.U4

ОСЦИЛАЦИЯ НА СКОРОСТТА НА ПЪЛЗЕНОСТ В ОБЛУЧЕНИЯ КРИСТАЛ

П. А. Сеянцев (KSU, Киев); В. С. Карасев, А. Ю. Тоцки (INR, Украинска академия на науките, Киев) Показано е, че в зависимост от параметрите на облъчване и свойствата на кристала могат да се реализират различни стационарни режими на радиационно пълзене.

Диапазон от параметри на Yayden (скорост на генериране на точкови дефекти, температура на облъчване), при които не се получава стационарно радиационно пълзене, но се наблюдава колебание на скоростта на пълзене. Установяват се условия, при които амплитудата на трептенията придобива максимални и минимални стойности. Явлението се дължи на автоколебания в плътността на дефектите (свободни места и интерстициални атоми), погълнати от дислокации и определящи скоростта на пълзене.

ВЪВЕДЕНИЕ Изследвани са колебанията на скоростта на радиационното пълзене, причинени от развитието на автоколебания в температурата и плътността на радиационните дефекти в облъчен образец.

Дисипативните структури, възникващи в резултат на самоорганизация, са известни във физиката, химията и биологията. Дисипативните структури се образуват в отворени по същество неравновесни системи, които включват кристали, изложени на проникваща радиация. Облъчването поддържа неравновесното състояние на кристала, предизвиквайки все повече и повече нови възбуждания вместо релаксираните, включително създаването на подвижни точкови дефекти: интерстициални атоми и ваканции.

При тези условия е възможно да се установят автоколебания в температурата и плътността на радиационните дефекти в кристала, като механизмът на тяхното възникване е изследван в Ref.14].

следното: в резултат на създаването на радиационни дефекти, енергията на кристала се увеличава (с количеството на запасената енергия до 600 cal/g). Когато дефектите се отгряват, съхраняваната от тях енергия се превръща в топлина. Скоростта на отгряване е нелинейна (експоненциална) функция на температурата. Следователно, малка положителна температурна флуктуация на облъчения кристал ще доведе до увеличаване на интензивността на отгряване на дефекти, увеличаване на отделянето на топлина и, следователно, до по-нататъшно повишаване на температурата. При определени условия тази нелинейна положителна обратна връзка ще предизвика автоколебания, тъй като повишаването на температурата е ограничено от намаляване на плътността на дефекта и процесите на натрупване на дефекти и тяхното спонтанно отгряване ще се редуват.

Радиационният компонент на пълзенето се определя от потоците на точковите дефекти към дислокациите; следователно автоколебанията в плътността на радиационните дефекти трябва да доведат до колебания на скоростта на пълзене. В зависимост от фазовото изместване между колебанията в плътността на свободните места и интерстициалните атоми, амплитудата на колебанията на скоростта на пълзене в близост до бифуркационната крива ще варира от минимална до максимална стойност.

Целта на тази работа е да се намерят условията, при които се реализират автотрептения на скоростта на радиационно пълзене и да се изясни съотношението на техните минимални и максимални амплитуди.

ФИЗИЧЕСКИ МОДЕЛ

Нека разгледаме кристал, към който се прилага постоянно напрежение на опън o и в който облъчването произвежда дефекти със скорост k. Предполагаме, че натоварването е достатъчно голямо и че основният принос за деформацията на материала се прави от плъзгането на дислокацията ограничен от пълзенето. Движението на дислокациите, а оттам и механизмът на деформация в стационарно състояние, се описва по следния начин: в някакъв момент от време дислокациите се фиксират върху бариери (примеси, горски дислокации). След това те преодоляват тези бариери чрез изкачване, преминават към нови равнини на плъзгане и се плъзгат под действието на външно напрежение на срязване на разстояние L, което зависи от мощността и местоположението на бариерите и стойността на o. След това този процес се повтаря.

Тъй като дислокациите могат да изминат значителни разстояния в кристала по време на плъзгане, е необходимо да се вземе предвид поглъщането на точкови дефекти от движещи се дислокации. Възможността за такъв ефект е посочена в [6], където се наблюдава намаляване на концентрацията на радиационни дефекти в алуминий, облъчен с бързи неутрони след пластична деформация. Статията разглежда възможността за намаляване на радиационното подуване чрез възбуждане на високочестотни трептения на дислокационни сегменти. Ефектът се обяснява с "помитането" на свободните места от осцилиращи дислокации.

Скоростта на поглъщане на свободни места и интерстициали от движещи се дислокации се определя от изразите

–  –  –

ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНИКА.

Серия: ФИЗИКА НА РАДИАЦИОННИТЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ 18 И РАДИАЦИОННО МАТЕРИАЛОЗУКА. Брой 1 (5 8), 2 (5 9). аз - аз 3 7.

взаимодействие на тип дефект o(a=i,v) с дислокация; D e и C a са съответните коефициенти на дифузия и стационарни концентрации на радиационни точкови дефекти;

и a е параметърът за ефективност на улавяне на точков дефект от движеща се дислокация.

Модулът в израз (I) се основава на съображението, че за дислокацията няма значение как да преодолее препятствието - чрез изграждане или разтваряне на екстраравнината.

МАТЕМАТИЧЕСКИ МОДЕЛ

Нека разгледаме плоскопаралелна кристална плоча с дебелина 1, която е поставена в термостат с температура Т^ при облъчване. Върху плочата се прилага напрежение на опън a. Топлообменът се осъществява между повърхността на плочата и термостата с коефициент на топлопреминаване h. Ако плочата е достатъчно тънка (lh/4xI, където x е топлопроводимостта на материала на плочата), тогава нейната температура T и съответно концентрациите на дефекти са практически постоянни по цялата дебелина и техните зависимости от времето се определят от следното система от уравнения:

–  –  –

С ЕТ - 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 tZ k Z Z k a k T 0 s k плътности на потъване за точкови дефекти;

рекомбинация на дефекти; 8^, 9 V, 8 i v - енергии, освободени за единица обем, когато дефектите отиват към поглътители и по време на рекомбинация; P е плътността на дислокациите с вектора на Burgers "J", успореден на приложеното натоварване.

Поради облъчването има постоянен приток на енергия в кристала. Част от тази енергия се съхранява в получените дефекти, част се използва за нагряване на пробата (първият член от дясната страна на (4)), а част се прехвърля към термостата чрез радиатор (последният член отдясно страна на (4)). Параметърът описва разпределението на енергията на облъчване и показва колко пъти повече енергия се изразходва за директно нагряване на пробата, отколкото за образуване на дефекти в нея, C е топлинният капацитет на единица обем на плочата.

Последните членове от дясната страна на (2) и (3) описват процеса на улавяне на дефекти чрез движещи се дислокации.

Системата от уравнения (2)-(4) е нелинейна. Експоненциалната зависимост Di(T), D V (T) води до автоколебания.

СКОРОСТ НА СТАЦИОНАРНО ПЪЛЗВАНЕ НА РАДИАЦИЯТА

Стационарната стойност на скоростта на радиационното пълзене се определя от уравнения (2)-(5) при условие, че производните по време са равни на нула. Съответната система от нелинейни алгебрични уравнения може да има няколко физически допустими решения. При промяна на един или друг параметър (например скоростта на образуване на дефекти k) се променят стационарните стойности на температурата, концентрацията на дефекти и скоростта на пълзене. Различни клонове на стационарното решение могат да се пресичат и да променят характера на стабилността. Това ще доведе до факта, че зависимостите на стационарните стойности на плътността на дефекта, а оттам и скоростта на пълзене, могат да имат прегъвания (скокове в производната). Нека разгледаме това явление на примера на прост модел, който позволява аналитичен анализ. Нека в кристала съществуват само дислокации (a^v = B i v). Ние пренебрегваме "помитането" на интерстициалните атоми поради малката им концентрация. От уравнения (2)-(3) при тези предположения получаваме две решения:

–  –  –

Фиг.I. Зависимост на концентрацията на точкови дефекти и скоростта на стационарно радиационно пълзене от скоростта на генериране на точкови дефекти T o T i). Зависимостта на концентрациите на точковите дефекти и скоростта на радиационно пълзене от k е показана в p и c. 1. Изследванията на тези решения за стабилност показват, че за kk - v^ (1 + (и en &.in en.in en първият клон на стационарното решение е стабилен: C^, c v, T,&, а вторият Ако kk* , то обратното, вторият клон е стабилен, а първият клон е нестабилен.

При k=k* първото и второто стационарни решения съвпадат.

За да определим обхвата на стойностите на параметрите, при които се развиват автотрептения, намираме стационарно решение на системата (2) и (4) и го изследваме за стабилност.

АВТОМАТИЧНИ ОСЦИЛАЦИИ. АНАЛИЗ НА РЕЗУЛТАТИТЕ

Диапазонът от параметри (Tj,k), при който стационарното решение губи своята устойчивост по отношение на развитието на автоколебанията, е намерен числено. Анализът на резултатите е извършен на базата на параметри, характерни за желязото.

Тъй като стойността на v се определя от приложеното напрежение o и микроструктурата на материала, стойността му варира в широк диапазон.

Фигура 2 показва типичен изглед на областта на нестабилност на скоростта на стационарно радиационно пълзене. Извън тази област радиационното пълзене има стационарна стойност, а при преминаване през границата на областта (бифуркационната крива) се наблюдават колебания на скоростта на пълзене. Тъй като фазовото изместване между колебанията в плътността на интерстициалните атоми и свободните места зависи от температурата на термостата и скоростта на генериране на точкови дефекти, амплитудата на колебанията на скоростта на пълзене ще варира в зависимост от диапазона от параметри, в които се пресича бифуркационната крива . Съотношението на неговата максимална стойност към минималната Ai/AaMO*. Честотите на собствените трептения се променят в този интервал 10...

0,0001 s"1. Амплитудата и честотата на собствените трептения се увеличават с увеличаване на скоростта на генериране на дефекти при движение по бифуркационната крива.

Въпреки това, както показват резултатите, отчитането на образуването на комплекси с примесен точков дефект води до увеличаване на периода на самоколебания на плътността на дефекта и температурата на облъчения кристал до 10" s. Следователно, в реални, примесни кристали, периодът на колебания на скоростта на радиационно пълзене също трябва да се увеличи.

Нека разгледаме влиянието върху развитието на автоколебанията на термина, описващ поглъщането на точкови дефекти от движещи се дислокации. Анализът на резултатите показва, че въпреки факта, че стойността на този член в уравнения (2)–(4) е малка в сравнение, например с рекомбинацията, ефектът му върху стабилността на стационарния разтвор е значителен. Например, когато v =0, т.е. при отсъствието на ефекта на "метене" не се наблюдават автоколебания на скоростта на пълзене в желязото.

И при v^IO2 могат да се развият.

–  –  –

Тъй като се наблюдават колебания на скоростта на радиационно пълзене в областта на параметрите, където основният процес на отгряване на точкови дефекти е рекомбинация, ефектът от промяната в плътността на дислокацията върху областта на съществуване на автоколебания на скоростта на радиационно пълзене и честотата им е незначителна.

Фигура 4 показва зависимостта на областта на нестабилност от стойността на параметъра С, който характеризира частта от енергията на облъчване, изразходвана за образуване на точкови дефекти и нагряване на кристала. Може да се види, че колкото по-голяма е частта от енергията, изразходвана за образуването на точкови дефекти, толкова по-голяма е площта.

1. Автоколебанията в плътността на дефектите в кристала при облъчване водят до колебания в скоростта на радиационно пълзене. В зависимост от фазовото изместване между вибрациите на свободните места и интерстициалните атоми, амплитудата на трептене близо до бифуркационната крива може да варира с фактор 10.

2. Отчитането на ефекта от поглъщането на точкови дефекти от движещи се дислокации води до:

а) до промяна в района на съществуване на собствени колебания;

б) до появата на сингулярност на кривата на зависимостта на скоростта на стационарно радиационно пълзене от скоростта на генериране на точкови дефекти.

БИБЛИОГРАФИЯ

1. Николис Г., Пригожи И. Самоорганизация в неравновесни системи. М.: Мир, 1979.

2. Полак Л.С., Михайлов А.С. Самоорганизация в неравновесни физични и химични системи. М.: Наука, 1983.

3. Сугаков В.И. 0 свръхрешетки с плътност на дефекти в облъчени кристали.

ITF предпечат 84-70 рубли. Киев: ITF AN Украинска ССР, 1984.

4. Селищев П.А., Сугаков В.И. Автоколебания на температурата и плътността на дефектите в тънки плочи при облъчване // FTT. 1988. Т.30. номер 9. C.26II-26I5.

5. Кели Б. Радиационно увреждане на твърди вещества. Н.: Атомиздат, 1970.

6. Demitrov C, Demitrov O. Елиминиране на defants ponctuels par deformation a 78 K dans l "aluminium irradie aux neutrons / / Rad. Effects. 1970. Vol.2.

7. Green W.V., Veertman J. Дислокационна вибрация като възможен лек за образуване на високотемпературни кухини в метали при бързо неутронно облъчване // Nature. 1973. Том 243. С.159-160.

8. Ибрагимов UI.JD., Кирсанов V.V., Пятилетов Ю.С. Радиационно увреждане на метали и сплави // М.: Енергоатомиздат, 1985.

9. Карасев В.С., Влияние на съотношението на интензитетите на различни източници на точкови дефекти в метали и сплави върху скоростта на устойчиво пълзене при неутронно облъчване. Радиационни ефекти в метали и сплави: Препринт KINR 76-26. Киев: INR, 1976.

10. Зеленски V.F., Неклюдов I.M., Черняева T.P. Радиационни дефекти и раздуване на метали. Киев: Наукова думка, 1988.

11. Орлов A.N., Трушин Ю.В. Енергия на точковите дефекти в металите // М.: Атомиздат, 1983.

12. Селищев П.А., Сугаков В.И. Автоколебания на температурата и плътността на дефектите в примесни кристали при облъчване // Металофизика. 1990. Т.12. IP3. От Ю.

Статията е получена в редакцията на 29.05.1992 г.

Раздел втори

ЕФЕКТ НА ОБЛЪЧВАНЕТО ВЪРХУ СТРУКТУРАТА И СВОЙСТВАТА НА МАТЕРИАЛИТЕ

UDC 548.74:539.12.04 +

ПРОМЕНИ В МИКРОСТРУКТУРАТА НА N1 ФИЛМИ ПРИ ОБЛЪЧВАНЕ С HE ЙОНИ

V.F.Rybalko, I.S.Martynov, A.N.Morozov, S.V.Pistryak (KIPT, Харков) Промените в микроструктурата на Ni филми с висока чистота, облъчени с различни дози He**g йони с енергии iu " L iuuhn.,.6 p„„ о., „., „ дози от Не* с *!-* *- и. кев.

По този начин микроструктурата на Nx филмите слабо зависи от енергията на бомбардиращите йони (He +,) зависи значително от дозата на облъчване.

ВЪВЕДЕНИЕ В работата беше показано, че противно на установените концепции, йонното бомбардиране на никелови филми не променя неговата кристалографска структура; няма индуциран от йони фазов преход от първи ред (fcc-hcp). В същото време беше отбелязано, че йонното бомбардиране значително влияе върху микроструктурата на изследваните проби, по-специално води до промяна в размера на зърното, появата на газова порьозност и др.

В литературата има доста данни за ефекта от йонното бомбардиране върху микроструктурата на тънки метални филми (вижте например [5, 6]), включително никелови филми. Данните на различни автори обаче не се съгласуват или дори си противоречат по въпроса дали размерът на зърната се увеличава или намалява в резултат на облъчване. Причините за такива несъответствия могат да бъдат замърсяване на филмите с примеси, трудности при контролиране на температурата на филмите по време на облъчване и др.

В тази статия представяме резултатите от изследване на промените в микроструктурата на Ni филми с висока чистота при облъчване с различни дози H e + йони при добре контролирани експериментални условия.

ЕКСПЕРИМЕНТАЛНА ЧАСТ

За изследване са използвани Ni филми с дебелина 100 ± 5 nm, получени чрез електронно-лъчево изпаряване във вакуум на проба Ni с чистота 99,999 wt.% и кондензация на пари върху NaCl субстрати. Спрей камерата се евакуира с криосорбционна помпа до фоново налягане от 1 х 10~5 Ра. Налягането в камерата по време на отлагане не надвишава (2...3)*10"* Ра. Контролът на дебелината на филма се извършва по гравиметричен метод. Методът за контрол на чистотата на филмите е описан от нас в [2].

Отложените филми бяха отделени от субстрата и поставени в никелови скоби Ø 3 mm, имащи отвор Ø 0,7 mm в центъра за йонния лъч, бомбардиращ филма, както и отвор Ø 0,4 mm, изместен от оста и засенчен по време на облъчване от йонен лъч, който служи за контрол на първоначалната структура и морфология на филма [I].

Подготвени са две партиди поли- и монокристални филми (50...

60 проби всяка). Оригиналните поликристални филми имаха изотропно разпределение на ориентацията на зърната със среден размер на зърното 30...40 nm. Монокристалните филми бяха единични кристали с (100) фасети на повърхността.

Контролът на структурата и морфологията на филмите преди облъчване се извършва селективно. От партида филми, 10-12 филма бяха избрани на случаен принцип и изследвани под електронен микроскоп. Филмите, използвани за облъчване с йонен лъч, не са подложени на предварителна проверка, за да се избегне замърсяването им с въглеводороди в електронен микроскоп. След облъчването първоначалната структура на филмите, както е споменато по-горе, се контролира от областта на филма, която не е била подложена на облъчване.

Филмите бяха облъчени с добре разделен сноп от H e+ йони на експериментална установка Skif, описана подробно в [8]. Plenim беше облъчен в безмаслен вакуум ^ 2 - 10" 6 Pa при температура не по-висока от 320 K. Дизайнът на целевото устройство, описан подробно в равномерността на повърхностното облъчване и правилното определяне на дозата на облъчване.

Поликристалните Ni филми бяха облъчени с H e + йони с енергии от 20 и 100 keV до дози от 5*10" и I-I0" йони/cm 2 при всяка от посочените енергийни стойности. Йони с енергия от 20 keV бяха облъчени с единични филми, а в случай на йонна енергия от 100 keV, сандвичи от 6 филма всеки (виж [I]). Общата дебелина на никеловите филми в такъв сандвич съответства на максималния проективен обхват на H e + йони с енергия от 100 keV в Ni.

ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНИКА.

Серия: ФИЗИКА НА РАДИАЦИОННИТЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ И РАДИАЦИОННИТЕ МАТЕРИАЛОЗУКИ. 1Sh2. Проблем. 1(58), 2(59). 1-137. 23 + Монокристални 2 Ni филми бяха облъчени с He йони с енергия от 20 keV до дози от 5-10" и I-I0" йон/cm.

Електронномикроскопските и електроннодифракционните изследвания на филмите са извършени на електронен микроскоп EVM-YuOL с работно напрежение 100 V.

РЕЗУЛТАТИ И ДИСКУСИЯ

Поликристални филми Фигура 1 показва модели на електронна дифракция и морфология в изображенията в светло поле и тъмно поле на оригиналния поликристален Ni филм и 2 филма, облъчени с He йони с енергия от 20 keV до дози от 5*10" и I*10 " йон/cm, съответно.

От фигурата може да се види, че облъчването води до фрагментация на зърната и тази фрагментация се увеличава с увеличаване на дозата. Съответно се увеличава размиването на линиите на електронограмите от облъчената шишка.

Фиг. 1. Електроиограма, електронни микроскопски изображения в светло поле и тъмно поле на първоначалния поликристален никелов филм (а) и t-ленти, облъчени с He + йони с енергия от 20 keV до дози от 5*10" (b) и 1*10 " ion/cm (c) .2 показва хистограмите на разпределението на зърната (кристалити) по размер в гореспоменатите филми. В оригиналния филм има широк пик в разпределението с максимум близо до размера на зърното от 30...40 nm. Това разпределение има силно удължена опашка в областта на големите размери (има зърна с размер до 600 nm). В резултат на облъчване на филмите до доза от 5 10 "йони / cm7, максималният размер на зърното намалява от m ^ 600 до 200 nm. И максимумът на разпределението се измества в областта на размерите на кристалите ^ 15 ... 20 nm , Увеличаването на дозата до I * 10" йон / smg води до по-нататъшно фрагментиране на кристалитите, в резултат на което средният им размер намалява до 10...15 nm, а максималният размер не надвишава 30 nm.

X Фиг.5. Микроснимка на блистер (а) върху повърхността на поликристален Ni филм след облъчване с He + - 20 keV йони до доза от 1-10 "йона / cm2 и електронен дифракционен образец (b) от върха на блистера в пакети от филми + 2 He йони с енергия 100 keV: доза на облъчване 5*10" йон/cm* (b) При доза на облъчване 1*10" йон/cm 2 в поликристални Ni филми показват висока концентрация на хелиеви пори със среден диаметър 25 nm (фиг. 3).

Наличието на тези пори и други радиационни дефекти създава напрежения в решетката на матрицата, които превишават крайната якост на никела, чиято релаксация води до появата на сквозни пукнатини във филма (фиг. 4). Освен това в някои области на филма се наблюдават мехури от радиационен хелий. Микроснимка на един от блистерите е показана на Фиг. 5а. Микродифракционната картина, получена от капака на блистера (виж Фиг. 5b), показва, че в този случай капакът остава поликристален, за разлика от блистерите върху алуминиев поликристал, където капаците придобиват монокристална структура.

Облъчването на пакети от поликристални Ni филми (сандвичи от 6 филма) с He + йони с енергия 100 keV води до качествени промени, подобни на тези, наблюдавани при облъчване с He + йони - 20 keV.

Хистограмите на разпределението на размера на кристалитите в никелови филми, разположени на различни дълбочини в пакет, облъчен с He + - 100 keV йони до доза от 5*10" йон/cm са показани на Фиг. 6а. Фиг. 6b показва подобни хистограми за радиационна доза I 10" йон/см. От фигурите може да се види, че както в случая на облъчване с H e + - 20 keV йони, облъчването с H e + - 100 keV йони води до намаляване на размера на зърното, което се увеличава с увеличаване на дозата на радиация.

Този ефект се проявява най-ясно на дълбочини +, съответстващи на средния проективен диапазон на йони (Rp = 0,3 μm за H e - 100 keV йони в Ni [9]), т.е. в областта на 3-тия и 4-ия филм на опаковката, ако се брои от облъчената повърхност.

В близост до тази дълбочина има максимум на разпределението на радиационното увреждане и максимум на имплантирания профил на поява на хелий. Като се вземе предвид почти симетричният характер на тези профили, може да се очаква приблизително същата степен на увреждане на 3-ти и 4-ти филми в облъчените пакети. Въпреки това, фиг. 6 показва, че третото фолио на опаковката е по-наранено (има по-фино зърно). Това се обяснява, първо, с факта, че максималното разпределение на профила на радиационното увреждане е донякъде изместено към по-малки дълбочини от стойността на Rp, и второ, на дълбочини, по-големи от kp, интензивността на потока от йони, проникващи в решетката намалява. Може също да се види (виж фиг. 6), че при доза I » 10" йон/cm 2 в третия филм, разпределението на размерите на кристалитите е практически същото, както в случая на облъчване на поликристални филми с H e + p йони с енергия от 20 keV до същата доза радиация.

В допълнение към фрагментацията на кристалите, бомбардирането с H e + йони, създаващо структурни радиационни дефекти в решетката на никела и водещо до натрупване на хелиево-вакантни клъстери и хелиеви пори, причинява промяна в параметъра на решетката на никела.

Тази промяна се записва чрез сравняване на моделите на електронна дифракция на облъчените филми с модела на електронна дифракция на стандарта, който беше използван като TaCl. Най-голямата промяна в параметъра на решетката във втория пакет от филми, облъчени с H e + йони с енергия от 100 keV до доза I 10x * йон / cm, се наблюдава на дълбочини от 0,2 ... 0,4 μm (3 и 4 филми на опаковката). Тук параметърът на решетката намалява от 0,3524 до 0,3522 nm. Този резултат е в добро съответствие с данните от произведенията.

Монокристални филми Облъчването на монокристални никелови филми с хелиеви йони води до промени в микроструктурата на пробите от същия характер, както в случая на поликристални филми.

" " " -, - " b структура, плътността на дислокация + е 10 J ... 10 * cm "2.

След облъчване с He йони (E = 20 keV) до доза от 5 х 10" йон/cm2 се появява хелиева порьозност с висока плътност в (100) Ni филма (Фиг. 8). монокристалността на пробата Фигура 9 показва хистограма на разпределението на размера на газовите пори в резултат на имплантиране на хелиев йон.

Когато (100) Ni филми се облъчват до доза I I0" йон/cm2, микроструктурата на пробата претърпява по-силни промени, отколкото в предишния случай. Електронната дифракционна картина при тази доза (фиг. 10а) показва, че монокристалът е разбит на блокове.дезориентацията спрямо първоначалната посока 100, определена от радиалния ъгъл на размиване на отраженията, е ±3...5°.

Трансмисионна микроснимка на филма (виж Фиг. 10, 6) показва, че в допълнение към хелиевите пори, мехури се появяват на повърхността му при доза от I 10 йон/cm2 в обема на филма, това е в добро съгласие с данните от произведения C13-15]. Хистограмите на разпределението на размера на хелиевите пори и блистери, които се появяват в (100) Ni филма в йони/cmA в резултат на облъчване до доза I - 10" са показани на фиг. II.

–  –  –

Фиг.10. Електронна дифракционна картина (а) и микроснимка (б) на (100)Ni монокристален филм, облъчен с He+ йони - 20 keV до доза 1"101" йон/smg nk Фиг.II. Хистограма на разпределение на размера (диаметри) на хелиеви пори и блистери в (IOO)Ni филм, облъчен с He+ йони - 100 keV до доза от 1 J 0 " йон/cm2 Хелиевите пори в Ni образуват ясно изразена свръхрешетка. оси на електронен лъч (виж фиг. 10а).

Имайте предвид, че в този случай суперрешетката на хелиевите пори се наблюдава при дози, близки до критичната доза на образуване на блистери.

1. Облъчването на Ni филми с He + йони при температури, близки до стайната температура, води до намаляване на размера на зърната (кристалитите) в случай на поликристални филми и до фрагментация на блокове от монокристални филми. При това степента на дезориентация на блоковете при доза 1"10" йон/cm2 достига ±3...5°.

2. Фрагментацията на първоначалните елементи на структурата в резултат на облъчване слабо зависи от енергията на бомбардиращите He* йони в енергийния диапазон 20...100 keV, но значително зависи от дозата на облъчване.

3. Облъчването с He + йони води до промяна на параметъра на решетката Ni. Този ефект е много слаб и зависи от дозата радиация.

4. Имплантирането на He + йони в Ni води до поява на хелиева порьозност в обема на матрицата, а при доза I-10lS йон/cm2 до поява на мехури по повърхността на филмите. Последният ефект е по-изразен за монокристални филми.

5. При дози на облъчване от ~1 x 10 йон/cm2 в монокристални филми, хелиевите пори образуват суперрешетка от пори в матрицата.

БИБЛИОГРАФИЯ

1983. Брой 2(25). C.I0I-I04.

2. Зеленски В.Ф., Неклидов И.М., Мартинов И.С. et al. //Рад. Еф. и дефекти твърди вещества. 1990. Том 115. С.31-43.

3. Белий И.М., Комаров Ф.Ф., Тишков В.С., Яновски В.М. // Phys. статистика. Sol. (а).

1978. Том 45. P.343-352.

4. Биков В.Н., Троян В.А., Здоровцева Г.Г., Хаймович В.С. // Phys. статистика. Sol.

(а). 1975. Том 32. стр.53.

5. Гусев В.А., Мартинов И.С., Серюгин А.Л. // VANT. Серии: FRP и RM. 1976. Брой KZ).

От 29-32 g g g

6. Хасегава Ю., Фуджимото Ю., Окуяма Ф. // Сърф. наука 1985. Том 163. P.L781-L787.

7. Джойс С. Лиу, Майер Дж. // Nucl. Instrum. Мет. Phys. Рез. 1987. Том B19/20.

8. Ружицки В.В., Грибанов Ю.А., Рибалко В.Ф. и други // VANT. Серии: FRP и RM. 1989 г.

Брой 4(51). С.84-89.

9. Буренков А.Ф., Комаров Ф.Ф., Кумахов М.А., Темкин М.М. Таблици с параметри на пространственото разпределение на йонно-имплантирани примеси. Минск: Ied-vo BSU, 1980.

10. Зеленски В.Ф., Неклюдов И.М., Рибалко В.Ф. и др. // Атомна енергия. 1981 г.

Т.50. Брой 5. P.215.

11. Vanshtein B.K. Структурна електронна дифракция. М.: Издателство на Академията на науките на СССР, 1956 г.

12. Khmelevskaya B.C., Биков V.N., Zdorovtseva G.G. и други // VANT. Серии: FRP и RM.

1983. Брой 5(28). С.22-26.

13. Дубинко В.И., Слезов В.В., Тур А.В., Яновски В.В. //Рад. Еф. 1986. Том 100.

14. Дубинко В.И., Слеев В.В., Тур А.В., Яновски В.В. // VANT. Серии: FRP и RM.

1985. Брой 1(34). стр.14-19.

15. Калин Б.А., Коршунов С.Н., Чернов И.И. // VANT. Серии: FRP и RM. 1987. Брой 4(42).

Статията е получена от редактора J на ​​01.03.1992 г.

УДК ::21.315:537+539.04:535

ПРОМЕНИ В ОПТИЧНИТЕ СВОЙСТВА НА МОНОКРИСТАЛИТЕ НА ГАЛИЕВ АРСЕНИД

ПОД ВЪЗДЕЙСТВИЕ НА ОБЛЪЧВАНЕ

E.P.1evyakova, E.P.Bereznyak, L.P.Rekova, A.V.Rybka, V.A.Kdyukovich (Kh#TI, Харков) Ефектът на монокристалите 22 арсенид върху инфрачервените абсорбционни спектри е изследван чрез инфрачервени спектроскопски методи облъчване с електрони на галий, ASh=p MeV, D= e; десет...

I "lO ел. / m *, при / температура% 100 ° ST и хелиеви йони (E \u003d 40 keV, D \u003d 2 10 "...

2 10 йона/m, при стайна температура). Установена е зависимостта на интензивността на процесите на радиационно разстройство на структурата на облъчените проби от степента на предварителна обработка и дозата на облъчване. В процеса на термична десорбция на облъчени монокристали GaAs се появяват последователни етапи на трансформация на веществото с деградация на решетката и ново образуване на хетеровалентни анионни групи As x 0y.

Характеристиките на промяната в IR спектрите на поглъщане на монокристали GaAs (n-тип) под действието на електронно облъчване (E=6 MeV, D=5 10"...I-IO 20 ел./m2, + 2 при температура h-100°C) и H e йони (E=40 keV, D=2"Yu"...2* 10™ йон/m, при стайна температура).

ИЧ спектрите на поглъщане на изходните монокристали се характеризират с две основни ленти в областта 460...470 и 530 cm"1, свързани с трептения на решетката на Ga-As връзката.

В резултат на електронното облъчване настъпват промени в инфрачервения спектър, свързани с намаляване на интензитета и изместване на основните максимуми към LF областта (с 10 ... 15 cm "L с общо намаляване на предаването (до 32 срещу в резултат на разстройство на кристалната решетка в резултат на радиационно индуцирано образуване на дефекти (главно в галиевата подрешетка [I]).

Под действието на йонно облъчване (фиг. 1, крива 2) в ИЧ спектъра на GaAs основните максимуми намаляват, редица малки пикове се разширяват: 505, 468 и 455 cm"1, което се дължи на радиационно разстройство на структурата Анализът на нивото на пропускане T(%) в областта от 1900...4000 cm"1 на облъчените проби показва сложна зависимост на този оптичен параметър от вида и интензитета на предварителната обработка и дозата на облъчване.

Изследвана е термичната десорбция на GaAs от облъчени с хелий GaAs проби. Резултатите от термичната десорбция на хелий са показани на фиг. 2. Вижда се, че освобождаването на хелий започва да се забелязва само при T » 300 ° C; при по-ниски температури хелият не се отделя от пробата при дадена скорост на повишаване на температурата от 40 ° / min. Кривата на термична десорбция на хелий достига своя максимум при T=500°C; при T900°C не се наблюдава отделяне на хелий в рамките на чувствителността на детектора на масспектрометъра. Определено е количеството отделен хелий, което е равно на 3 - 10 a part/cm3, което отговаря на 0,15 частици на молекула GaAs.

Кинетиката на термичната десорбция на хелий при температури на отгряване от 300, 400 и 500 ° C е показана на фиг. 3. Фигурата показва, че най-продължителният процес на отделяне на хелий се наблюдава при Т=300°С.

По време на отгряването беше записан масовият спектър на термична десорбция на газове. Кинетиката на термична десорбция на газове (N2, O l 6, N I 4, H.) при температури на отгряване 400 и 600°C е показана на фиг.4. Трябва да се отбележи, че по време на изпичането на пробата при всички температури не се наблюдават промени в pi^s 0t и N 2 в сравнение с фоновата им стойност.

Докато за атомните пикове N 14 и 0' се наблюдава тяхното увеличение с фактор 2–3 при всички температури на отгряване (300, 400, 500 ° C). По време на отгряването на пробата при T = 600 ° C започва да се забелязва термичната десорбция на As йони, която се увеличава с времето на отгряване. При по-ниски температури не се наблюдава термична десорбция на As йони.

Изследването на термичната десорбция на монокристали GaAs, облъчени с хелий, позволи да се установят три последователни етапа на процеса на отгряване, които ясно се проявяват в инфрачервените спектри (виж фиг. 1, криви 3–5). Началният етап (300 ° C) води до разделяне на основните абсорбционни максимуми в областта на вибрациите на Ga-As връзката с лека промяна в интензитета на отделните пикове. Появата на пикове със средна интензивност в района: 750, 650 и 615 cm "" е причинена от новото образуване на хетеровалентни анишови комплекси Asx0y. Вторият етап (400°C) е придружен от по-нататъшно структурно пренареждане и разкъсване на връзката в решетката. Има значителна промяна в ИЧ спектъра. В основната лента на поглъщане изчезват 1 пикове: 530, 500, 468 и 455 cm"", а основният максимум се измества към HF областта (с 5 cm") до 540 cm"1. Максимумите, свързани с базирани на As анионни групи, се увеличават по интензитет.

Третият етап на отгряване (500 ° C) води до пълно разграждане на първоначалната структура на веществото. В инфрачервения спектър се появява широка дифузна ивица със среден интензитет с изгладен максимум при 545 cm"1 и редица дискретни пикове в областта от 820...750 cm"1, свързани с анионни групи AsO.

xy за милост към АТОМНАТА НАУКА и ТЕХНОЛОГИЯ.

Серия: ФИЗИКА НА РАДИАЦИЯТА SHM"CHNIY И РАДИАЦИОННО МАТЕРИАЛОЗУКА. 1 Sh 2. Брой. 1(58), 2(59). 1-137.

800 700 600 500 400 v, cm" Фигура D. IR абсорбционни спектри на монокристали GaAs: I m - първоначална проба; 2 - след облъчване с He + йони (D = 2 * 10 йон / m g);

3 - същата проба след отгряване при 300°C; 4 - след отгряване при 400°C; 5 - след отгряване при 500°С

О, отн.

(8 Фиг.3. Кинетика на термична десорбция на хелий от GaAs, облъчен с хелиеви йони до доза от 2» 10" йон/m2 по време на отгряване на пробата при различни температури: o - T OTJ = 300°C; x - T OTJ = 400°C;e - T O T W =500°С

–  –  –

Получените резултати корелират добре с данните от рентгеновия дифракционен анализ и ни позволяват да разглеждаме метода на инфрачервената спектроскопия като надежден критерий за степента на структурни и фазови трансформации на GaAs при различни видове радиационно облъчване.

БИБЛИОГРАФИЯ

1. В. И. Спицин, А. И. Рябов и Н. С. и др., Влияние на радиацията върху оптичните свойства на високоомните монокристали Ge, GaAs и InSe, Изв. Академия на науките на СССР. Сер.: Inorg.

мат. 1977. Т.13. IP2. стр.27-29.

2. Смирнова Р.И., Климин А.И. 0 химични процеси, протичащи по време на термично почистване на повърхността на галиев арсенид във вакуум // Повърхност. 1984 г. IP9. стр.64-68.

3. Кузнецов Г.Н., Барсуков А.Д., Кандиба Г.И. и др.. Промяна на параметрите и електрофизичните свойства на галиев арсенид след топлинна обработка Известия вузов.

Сер.: Физика. 1969 г. IP5. Проблем. 2. С.124-128.

Статията е получена в редакцията на 11.03.1992 г.

РАДИАЦИОННО-АКУСТИЧЕН ЕФЕКТ В ЕТАЛОХИДРИДИ

–  –  –

Изследван е радиационно-акустичният ефект в титанов хидрид при облъчване с импулсни електронни потоци. Показано е, че в допълнение към термоеластичността, принос към регистрираното ултразвуково налягане има ефектът на еластична релаксация на решетката на металния хидрид по време на радиационно стимулирана десорбция на водород.

Импулсното облъчване на метални цели с лъчи йонизиращо лъчение води до възбуждане на акустични трептения, чиято амплитуда a m се определя от стойността на параметъра Grüneisen G на целта и плътността на загубите на енергия на лъча, разсейвани в нея e c [I] :

°t l G e u - (1) Това уравнение е валидно, когато възбуденото акустично налягане се определя главно от термоеластичния механизъм. При определени условия полученото налягане може да бъде до голяма степен нетермично по природа и да зависи от фазовото състояние на мишената и нейната вътрешна дефектна структура [4], като вътрешните механични напрежения и деформации играят значителна роля в този случай.

Според тези концепции импулсното облъчване на метални хидриди също трябва да доведе до възбуждане на нетермични акустични трептения на мишената. Факт е, че водородният атом, влизащ в металната решетка, води до неговата деформация, която например за преходните метали се характеризира с промяна в обема на решетката с количество от порядъка на 3H 3 [b]. Като се има предвид също, че радиационният ефект върху водородсъдържащите метали води до десорбция на значителни количества водород от тях, може да се приеме, че радиационно-акустичният ефект в металните хидриди ще бъде значителен.

Амплитудата на налягането на ултразвуковите трептения, възбудени по време на десорбция o, е пропорционална на импулсната радиационно-стимулирана промяна в обема Av/V на облъчената област на металния хидрид, която от своя страна е свързана с концентрацията на водород и е максимална при стойности, близки до равновесната стойност на насищане.

По този начин амплитудата на ултразвуковото налягане o a, възбудено от импулсен поток от йонизиращо лъчение във водородния сорбентен метал, се определя както от термоеластичното налягане o m, така и от налягането на релаксация o r по време на радиационно стимулирана десорбция на водород:

–  –  –

Тук (dE/dx)i и N са специфичните йонизационни загуби на частиците на лъча и съответно техния брой; r - радиус на лъча; да - промяна в параметъра на решетката на метала по време на сорбция-десорбция на водороден атом; n^ е броят на десорбираните водородни атоми; h е дълбочината на десорбционния слой, определена от скоростта на пренос на водородни атоми по време на излагане на радиация.

Приемайки за Ti: G=2, K=3 "Yu" Nm g; (dE / dx) i \u003d 11,2 * 10 "" J "i" 1; Да 3 \u003d

h \u003d I0 "m и N \u003d 10" - определяме nj, при което около g и около t:

Р /dE\ h

Така при радиационно стимулирана десорбция на около 5*10"* l водород налягането в резултат на механичната релаксация на решетката в областта на облъчване се сравнява с термоеластичното.

Експерименталните измервания на радиационно-акустичния ефект в титанов хидрид са извършени на линейния електронен ускорител на ХФТИ. Схемата на експеримента беше подобна на описаната в [ 71. Мишена с размери 25x60x3 mm с ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНИКА.

Справка: ФИЗИКА НА РАДИАЦИОННИТЕ ПОВРЕЖДАНИЯ И РАДИАЦИОННИТЕ МАТЕРИАЛОЗУКИ. 1992. бр. 1(58), 2(59). 1-137. 33 20 G

–  –  –

пиезоелектричен приемник, прикрепен към края, беше облъчен с електронен лъч, колимиран до диаметър 10 mm с начална енергия 30 MeV. Честотата на токовите импулси =6,3 Hz беше избрана от условието за нискотемпературно нагряване на целта, dT $ I K. Продължителността на токовия импулс беше 8*10-* s.

В експеримента измервахме зависимостта на амплитудата на електрическото напрежение U, записана от пиезоелектричен приемник и пропорционална на акустичното налягане o^, от средния ток на лъча J за мишени, направени от чист Ti и съдържащи TiHj. От зависимостите, показани на фигурата, се вижда, че излишъкът от 1Ho a за мишени, съдържащи TiH, е около 1,6 пъти.

Трябва да се отбележи, че освобождаването на топлинна енергия поради радиационно разлагане и фазови трансформации в облъчените метални хидриди може да допринесе за o a чрез увеличаване на o m. Оценките обаче показват, че най-вероятният механизъм, отговорен за превишаването на регистрираното акустично налягане е механизмът на релаксация на еластична решетка метален хидрид по време на радиационно стимулирана десорбция на водород.

БИБЛИОГРАФИЯ

1. Zalyubovsky I.I., Kalinichenko A.I., Laeurik V.T. Въведение в радиационната акустика. Харков: Вицешкола, 1986.

2. Воловик В.Д., Лазурик В.Т. Акустичен ефект на лъчи от заредени частици в метали // FTT. 1973. Т.15. S.2305-2307.

3. А.с. I 56I484 СССР, MKH 3 G 01 t I/I6. Метод за управление на фазовите трансформации P в метали и сплави / V.D.Volovik, S.I.Ivanov / Откриване. Изобретения. 1978 г.

4. Воловик В.Д., Иванов С.И., Стервоедов Н.Г. Модифициране на дозата на радиационно стимулирана акустична емисия // Резюмета на I Всесъюзна конференция за промяна на свойствата на конструкционните материали чрез лъчи от заредени частици. Томск, 1988. 4.II. стр.158-160.

5. Alefeld G., Felkl I. Водород в металите. Т.И. М.: Мир, 1984.

6. А. М. Авилов, И. А. Боршковский, В. Д. Воловик и С. И. Иванов, Усп. 1989 г.

Т-34. С.892-895.

7. В. Д. Воловик и С. И. Иванов, PTE. 1975. И?5. С.29-33.

Статията е получена в редакцията на 11.03.1992 г.

УДК 539.12.04

ПРЪСКАЧКА И ЕРОЗИЯ НА ПИРОВЪГЛЕДОРНИ МАТЕРИАЛИ ПРИ УДАР

ДЕУТЕРИЙ И ДЕУТЕРИЙ+ГЛИЕВА ПЛАЗИЯ

R. G. Khanbekpv, O. S. Virgiliev, V. #. Rybalko, A. N. Предварително облъчване на pcrocarbon с неутрони за разпръскване по време на стационарно и импулсно облъчване с деутериеви йони и деутериева + хелиева плазма.

Повреда и разпръскване на повърхността на строителните материали се наблюдават при почти всички видове облъчване. Въпреки това, ефектът от разпръскването на материали е най-значим при плазмено облъчване с йони на различни елементи. Въз основа на наличните данни са предложени модели и механизми за пръскане на материали.

Въпреки това, последните експериментални данни показват големи стойности на коефициентите на разпръскване (S M O *... I0 2 и по-високи), което противоречи на съществуващите модели. В това отношение са необходими допълнителни експерименти, за да се обяснят толкова високи стойности на S.

Тази статия представя експериментални данни за разпрашаване на пирокарбонови материали с различна първоначална структура и степен на графитизация. Структурното състояние на пиролитния въглерод също се променя чрез въвеждане на радиационни дефекти при облъчване с неутрони. За разпръскване на въглеродно-графитни материали са използвани стационарна и импулсна деутериева и деутериево+хелиева плазма. Режимите на облъчване на използваните плазмени съоръжения са избрани по такъв начин, че да симулират условията на пристенна плазма в термоядрен реактор, както и пробив на термоядрена плазма до повърхността на материалите на най-напрегнатите възли.

За облъчване със стационарна деутериева плазма е използвана установката "Дракон" (ХФТИ, Харков). Схемата, параметрите и резултатите от сертифицирането на режимите на облъчване са подробно описани в разработката. Изследваните проби бяха поставени в камерата на i:a инсталацията с два катода под същия потенциал, а корпусът на вакуумната камера служи като анод. Намотките създават магнитно поле, успоредно на колоната за разреждане. Средната енергия на плазмените йони е 800 eV, токовете на лъча са 7,2 mA, а плътността на тока е 0,4 mA cm"2. Катодното напрежение е 1 kV.

Температурата на пробите по време на облъчването не надвишава 100 °C.

За симулиране на нестационарни условия на термоядрена плазма, деутериева и деутериева + хелиева плазма със съдържание 50ZD! + 50% H e + с помощта на ускорителя Prosvet (KIPT, Харков) [3] със следните параметри на лъча:

Йонна енергия при максимално разпределение 2...3 keV 2 1,5 "J-cm" » импулс-1 Освобождаване на енергия върху проби 5*10" част.* cm" 2-импулс:1 продължителност на съсирека 2«I0**c 2,5 *10" част.* cm"2 Обща радиационна доза Общият коефициент на разпръскване се изчислява по формулата A Am S=, MD където A е числото на Lvogadro; lt - загуба на тегло в грамове; M е атомната маса на целта;

D е общият брой йони.

За изследване на процесите на повторно излъчване на деутерий от повърхността на пиролитичен въглерод е използвана инсталацията "Скиф" (HFTC, Харков). Облъчването се извършва при стайна температура с моноенергиен разделен сноп от деутериеви йони с енергия 25 keV. Плътността на тока на лъча беше 30...40 μA"cm"2, работното налягане в камера 2-10" беше 5 Pa.

Фигура 1а показва данни за коефициента на разпръскване на пирокарбонови материали, получени чрез отлагане на метан от газовата фаза върху субстрат и подложени на термично отгряване при 2450, 2600 ° C и термично отгряване при 2800 ° C.

Облъчването се извършва със стационарна деутериева плазма (E и o n \u003d 800 eV) до флуенси от 4 * 20 * ° cm "2. От резултатите се вижда, че коефициентът на разпрашаване зависи от температурата на обработка. Както е известно , при температури на обработка до Степента на графитизъм се трансформира в пирографит с висока степен на графитизация, подобна на структурата на монокристалния графит. Минималната стойност на коефициента на пръскане при

ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНИКА.

Серия: ФИЗИКА НА РАДИАЦИОННИТЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ И РАДИАЦИОННИТЕ МАТЕРИАЛОЗУКИ. 1992. Vyg. 1(58), 2(59). 1-137. 35 200.2400 2600 2800 TX 5-l6" MO4

–  –  –

Фиг. 1. Зависимост на коефициента на разпръскване на пирокарбона от температурата на термична обработка: стационарно облъчване с деутериева плазма (а); импулсно облъчване с деутерий + хелиева плазма (b) на проби, получени при 2100°C. Фигура 1 показва, че зависимостта на коефициента на разпръскване при стационарно облъчване с деутериеви йони е нелинейна.

Минималните и максималните стойности на S се различават почти два пъти.

Фигури 1 и 6 показват кривата на промяна в коефициента на разпръскване на същите пирокарбонови материали, само че облъчването вече е извършено с импулсна плазма с деутерий + хелий. При импулсно (D|+He +) плазмено облъчване зависимостта от температурата на предварителната обработка е различна. Минималният коефициент на разпръскване пада върху проби с температура на обработка от 2450°C, докато максималната стойност S = =19,2 атм. "йон" 1 се наблюдава в пирографитни проби, обработени при T o 6 p = 2800°C. Най-съществената разлика между резултатите, получени при облъчване със стационарна и импулсна плазма, е голямата разлика в коефициентите на разпръскване, която е два порядъка.

От описания експеримент следва, че коефициентът на разпръскване на пирокарбонови материали се влияе както от параметрите и състава на плазмения лъч, така и от структурното състояние на хилядолетието.

Разликата в коефициента на разпръскване на пирокарбона, естеството на промяната в кривата S (T Q 6) при различни режими на облъчване, както и големите стойности на S \u003d D \u003d 19,6 ат. "йон" 1 по време на импулсното облъчване показват, че за всеки режим на облъчване разпръскването на пирокарбон става чрез различни механизми.

Каскадната теория на Зигмунд описва разпръскване при ниски коефициенти на разпръскване (в нашия случай при S ^ IQ-..LO"1 at.* йон-1). Когато S превишава I ... 10 at.-ion ^ тази теория не е валидна. Рязкото увеличение на коефициента на разпръскване 2 очевидно се дължи на високото енергоотделяне (15 J cm) и импулсния режим на облъчване. Това значително променя енергията на свързване на целевите атоми и вероятно разпръскването се получава не само поради отделянето на един IX атом, но и на техните комплекси. Освен това както температурните градиенти, така и градиентите на напрежението създават значителни локални енергийни градиенти, които са много по-големи от съответните градиенти при стационарно облъчване.Последният фактор, който може значително да промени коефициента на разпръскване, е сложният състав на йонния лъч.Има редица от 16, 7], където се разглежда и изследва влиянието на едновременното облъчване с различни йони върху разпрашването.Така при C73 се получава синергичен ефект, когато коефициентът на разпрашаване се увеличава рязко (с порядък) при облъчване едновременно с водородни йони и електрони.

По този начин, за по-нататъшно разкриване на механизма на разпръскване на пирокарбонови материали по време на плазмено облъчване, е необходимо да се проведе експеримент с еднокомпонентно импулсно облъчване. Взети са същите проби, използвана е деутериева плазма в импулсен режим на облъчване.

Фигура 2 показва резултатите от измерването на коефициента на разпръскване при импулсно облъчване с деутерий. Може да се види, че S(T0(jp) има нелинейна зависимост, както преди. Максималният коефициент на разпръскване е 60 at./ion за пиролитичен въглерод (Т О С = 2100 ° С). Освен това, с увеличаване на температура на термична обработка, стойността на s пада рязко до 20 ... 10 at./ion, минималният коефициент на разпръскване е ^ 12 at./ion за пирографит (T 0 p = 2800 0 C), тази стойност е по-ниска от това, получено при (D + He +) импулсно облъчване.При пирокарбонови проби (TO C =2100°C) коефициентът на разпръскване при еднокомпонентно облъчване се увеличава почти 5 пъти.

А върху проби, термично закалени при 2450°C и след това облъчени с еднокомпонентна деутериева плазма, коефициентът на разпръскване намалява от S = 60 до S = 22 at./ion.

–  –  –

–  –  –

t: с неутронно лъчение до 70...800°С Фиг.5. Относителното количество деутерий, въведено в пирокарбона при различни температури преди деутерия, достига известно неутронно облъчване, съответстващо на това, наблюдавано при температура на неутронно облъчване от 500°C.

По този начин в настоящата работа бяха получени експериментални данни за плазмено разпръскване на пировъглеродни материали в зависимост от температурата на термична и термомеханична обработка. Изследвани са дозовите и температурните зависимости на влиянието на предварителното облъчване с неутрони върху коефициента на разпръскване на пирокарбона при плазмено облъчване. Показано е, че процесите на пирокарбоново разпръскване при импулсно облъчване с деутерий и деутерий + хелий плазма се различават.

БИБЛИОГРАФИЯ

1. Бурченко П.Я., Волков Е.Д., Рибалко В.Ф. et al.//FHOM. 1987. С.46-48

2. Волков Е.Д., Грибанов Ю.А., Рибалко В.Ф. // VANT. Серия: FRP и RM 1988 Vyi. 1 (43). стр.74-77.

3. Беликов А.Г., Гончаренко В.П. и др. // Атомна енергия. 1981. Т.51. Брой 6.

4. Behrich R. Разпрашване чрез бомбардиране с частици на едноелементни твърди вещества.

Берлин, Хайделберг, Ню Йорк, Springer-Verlag, 1981. P.281.

5. Мартиненко Ю.В. Проблеми на взаимодействието на бързи частици с твърди вещества, свързани със създаването на термоядрени реактори: Препринт IAE-2815. М., 1977.

6. Гусева И.И., Иванов С.М. и др.: С6орник докл. Семинар на страните от СИВ. Сухуми!

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

8. Лости Х.Х., Орчард И.С. Proc. 5-та въглеродна конференция 1962. Том 1. N4. P.519.

9. Зеленски V.F., Рибалко V.F., Морозов A.N. и др.. Експерименти върху студен термоядрен синтез в Pd и ri. наситен с деутерий чрез йонна имплантация: KIPT Preprint S9-6I. Харков: KIPT, 1989.

38 Статията е получена в редакцията на 11.03.1992 г.

UDC 621.785:669.618.26+621.771

ПРИЛОЖЕНИЯ НА РЕЛАТИВИСТНИТЕ ЕЛЕКТРОННИ ЛЪЧОВЕ

ЗА РАДИАЦИОННА И ТЕРМИЧНА ОБРАБОТКА НА МЕТАЛНИ МАТЕРИАЛИ

И.В.Франценюк, Л.И.Франценюк (НЛМК, Липецк); Ю. И. Гофман, С. А. Писмейецки, И. В. Мизик, Т. А. Коваленко, Т. Ф. Сухова (ХГУ, Харков) технологии и характеристики на технологичните ускорители. Описано е приложението на релативистични електронни лъчи за отгряване, закаляване и други видове обработка на метални материали.

В момента технологиите, базирани на обработката на материали с концентрирани енергийни потоци, стават все по-широко разпространени. Една такава технология е радиационно-термична обработка (RTT) на метални материали чрез релативистични електронни лъчи (REB) [I]. Голямата дълбочина на проникване на релативистките електрони позволява нагряването на материалите не от повърхността, а равномерно по цялата дебелина на облъчвания слой. Мощността и ефективността на съвременните технологични ускорители достигат такава стойност, че могат да се конкурират с други концентрирани източници на енергия по отношение на производителност и ефективност. Чрез промяна на енергията на електроните може гъвкаво да се регулира дебелината на облъчения слой, а сканирането на лъча дава възможност за обработка на големи площи. Практически важно е също така, че с помощта на РЕБ е възможно да се извършва облъчване не само във вакуум, но и във въздух или в инертна среда, без да се създава остатъчна радиоактивност. Високата степен на управляемост на електронния лъч дава възможност за автоматизиране на технологичния процес.

С помощта на RTO REP по принцип е възможно да се извърши следната обработка на метални материали:

втвърдяване;

Аморфизация, легиране и преразпределение на примеси.

По време на RTO може да настъпи промяна в структурата, фазата и химичния състав на облъчените материали. Това повишава якостта, пластичността, устойчивостта на износване, якостта на удар и други характеристики на материалите.

ПРЕМИНАВАНЕ НА ЕЛЕКТРОНИ ПРЕЗ МЕТАЛИ

Както е добре известно, когато релативистките електрони преминават през материята, те взаимодействат с ядрата и електроните на атомите. По време на разсейване върху ядра, ако прехвърлената енергия надвишава праговата енергия на изместване, се образуват двойки на Френкел: празни места и атоми в междини, така че точковите дефекти в метала имат повишена концентрация в сравнение с равновесната концентрация.

В резултат на разсейване от електрони на атомни черупки възниква възбуждане и йонизация на атомите.

Загубите на енергия при тези процеси определят обхвата на падащите електрони в материала, нагряването му по време на облъчване и погълнатата доза. Обхватът на електроните в различни материали може да се определи от съотношението A(0,285E - 0,137)/Z, (1) където 11 е практическият обхват на електроните, cm; Z и A са зарядът и атомният номер на веществото; Р - плътност, g/cm3; E - енергия, MeV.

–  –  –

ДРУГИ RTO ПРИЛОЖЕНИЯ

Нека се спрем накратко на други приложения на RTO за обработка на метални материали. И така, в работата се наблюдава повишаване на устойчивостта на износване на инструменталните стомани след облъчване с електрони с енергия от 2 MeV до флуенс от 5 * 10 "части / cm?

Облъчването води до намаляване на коефициента на триене и износване няколко пъти.

Сред инструменталните стомани с различна топлоустойчивост най-голямо увеличение на устойчивостта на износване се наблюдава при бързорежещите стомани. Това е свързано с образуването на фино диспергирани карбиди под действието на облъчване.

В работата е извършено краткотрайно облъчване на ролкова армировка от графитизирана стомана. Материалът се охлажда след облъчване с масата на продукта. В резултат на RTO се получава втвърден слой с дълбочина до 3 мм.

Reflow RTO също води до втвърдяване. Промишлените тестове на арматурата показват увеличение на тяхната експлоатационна издръжливост с 2-5,6 пъти.

В работата стоманата беше легирана чрез електронно облъчване. Стомана 3 беше покрита с прах от волфрамови и борни карбиди. След претопяване с електронен лъч се наблюдава втвърдяване на повърхностния слой с дебелина до 1,5 mm.

В литературата има мнение, че преносът на маса по време на RTO REB е свързан с нехомогенно разпределение на температурите и дефектите в облъчените материали, което води до появата на некомпенсирани атомни потоци в сплавите. Тук също може да е важно, че характеристиките на отделянето на топлина по време на облъчване на REB материали водят до високи скорости на нагряване и това от своя страна ускорява рекристализацията.

Като цяло може да се каже, че радиационно-термичната обработка на метални материали изглежда перспективна за използване в металургичната и машиностроителната промишленост.

БИБЛИОГРАФИЯ

Т. Мачурин Е.С. Радиационно-термични технологични процеси на металообработка // VANT. Серия: Радиационна техника. 1985. Брой 3 (31). С.99-103.

2. Зеленски В.Ф., Неклюдов И.М., Черняева Т.П. Радиационни дефекти и раздуване на метали. Киев: Наукова Думка, 1988 Маркус В. Връзка обхват-енергия за линейно ускорение на електрони на сканиращ лъч // Phys. Med. Biol. 1986. Том 31. № 6. P.657-661.

4. Моисеев A.A., Иванов V.I. Наръчник по дозиметрия и радиационна хигиена.

И.: Енергоатомиздат, 1984.

5. Гочалиев Г.З. Технологична дозиметрия. М.: Атоменергоиздат, 1984.

6. Мешков И.Н. Състояние и перспективи за развитие на радиационните технологии // Модификация на структурата и свойствата на метални материали чрез електронни лъчи: резюмета за семинар-конференция. Липецк, 1989. С.2-4.

7. Франценкж И.В., Францюк Л.И., Гофман Ю.И. и др.. Относно възможността за използване на радиационно-термична обработка в листовалцовото производство // Резюмета на докладите на научно-техническата конференция "Съвременни постижения в теорията и практиката на валцуването на тънки листове". Липецк, 1990. С.17.

8. Frantsenyuk I.V., Frantsenyuk L.I., Gofman Yu.I. Промени в свойствата на електротехническите стомани след радиационно-термична обработка // Модификация на свойствата на конструкционните материали чрез лъчи от заредени частици: резюмета на Всесъюзната конференция. Т.4. Свердловск, 1991. С.16-17.

9. Брагинская А.Е., Монин В.М., Македонски А.В. Промяна на устойчивостта на износване на инструментални стомани при електронно облъчване // FKhOM. 1983. П.И.

10. Александрова Н.М., Скобло Т.С. Влияние на облъчването върху структурата и механичните свойства на графитизираната стомана // EOM. 1988. (P4. стр. 14-17.

11. Александрова Н.М., Щербедински Г.В., Лазарев В.Н. и др.. Структурата на чугунени телове на мелници с малки секции след обработка с електронен лъч // Металургия и термична обработка на материали. 1991. № 3. стр.10-12.

12. Краев Г.В., Полетика И.М., Мейта В.Л. Легиране на стомана с помощта на енергията на релативистките електрони // Известия СО АН СССР. 1989. Брой 4 C.II9-I25.

13. Побол И.Л. Електронно-лъчева термична обработка на метални материали.Итоги науки и техники. Сер.: Металознание и термична обработка. М. "ВИНИТИ, 1990. Т.24. С.99-166.

14. Гопал Д., Мичъл Т.Е. Прекристализация, предизвикана от електронно облъчване на деформиран никел // Acta Metallurgica. 1974. Том 8. P.1135-1140.

15. Полухин П.И., Горелик С.С., Воронцов В.К. Физически основи на пластичната деформация. М.: Металургия, 1982.

Статията е получена в редакцията на 11 март 1982 г., раздел трети

ХЕЛИЙ И ВОДОРОД В МЕТАЛИ

UDC 548.33.548.73

ВЛИЯНИЕ НА ХЕЛИЯ ВЪРХУ РАЗВИТИЕТО НА РАДИАЦИОННА ПОРОЗНОСТ

H W И В СПЛАВ Ni-0,48 тегло L Sc A.G. Guglya, I.I. Neklyudov (KIPT, Харков); VVChechel-Ternikov (KhAI, Харков) Методите на електронната микроскопия и масовата спектрометрия бяха използвани за изследване на закономерностите на набъбване на Ni и сплав g.._sti Ni-0,48 тегл.% Sc, предварително наситени през деня до ^ 10 2 ат.% и облъчен с хромни йони с енергия 750 keV при температура ezO D C, както и особеностите на преразпределението на скандия в сплавта при облъчване.

Показано е, че насищането на сплавта с хелий при 620°C и последващото облъчване при същата температура води, от една страна, до нейното значително набъбване в сравнение с облъчването с Oegelium, а от друга страна, до интензивна дифузия на скандий в дълбочина в материала и образуването на обеднена зона близо до повърхността с ширина Yu0...120nm, където концентрацията на скандий е 2-3 пъти по-малка от обемната.

ВЪВЕДЕНИЕ Известно е, че въвеждането дори на малко количество примеси в метал значително влияе върху характера на развитието на дислокационни и порести структури при облъчване. Многобройни експериментални и теоретични изследвания обсъждат различни възможни механизми на влиянието на допинг примес върху процеса на образуване на дефекти.

Беше отбелязано, че в зависимост от съотношението между размера на атома на примеса и атома на металната решетка, вероятността за образуване на комплекси примес-ваканция и примес-интерстициален атом се променя. Образуването на определени комплекси неизбежно засяга PKHURNPIKI. ":" "Ефективната мобилност на примо и може да доведе или до прехвърляне на t e към T n vi -заострен левфектон и образуването на нови фази, или до образуването на ефективни центрове за рекомбинация L 6, 7].

Документът посочва възможността за съществуването на 1 o p Ch. до -. P l in и - алтерн. (-i. "-oumk с променлива полярност, което може значително да увеличи образуването на пори в материалите.

От друга страна, добре известно е, че наличието на хелий може радикално да промени естеството на нуклеацията и растежа на порите в материала при облъчване.

По-специално, в метали, легирани с малко количество примеси, е възможно образуването на различни комплекси He n Me m, He n V m, чието съществуване трябва да се вземе предвид при разработването на определени модели на набъбване. Въпреки това, няма достатъчно работи, които целенасочено изучават ефекта на хелия върху образуването на пори в нисколегирани сплави, подложени на йонно облъчване.

В настоящата работа е извършено сравнително изследване на явлението набъбване в никел и в сплав Ni-0,48 wt.% Sc при условия на тяхното предварително насищане с хелий и последващо облъчване с хромни йони.

ЕКСПЕРИМЕНТАЛНА ТЕХНИКА

Непосредствено преди имплантирането на хелий, проби от Ni и Ni-Sc сплав с дебелина 450 μm се отгряват във вакуум не по-лош от 10 "" Pa при 800 ° C в продължение на 1 час. Имплантирането на хелий се извършва при енергия от 120 keV и температури Ti 50°C и T 2 = 620 °С и интегрален поток 1.5 1016 ion*cm~a. Последващото облъчване се извършва с хромни йони Cr "(E = 750 keV) при температура 620 ° C, интензитет на лъча 2 * 10" йон * cm "gs-1 и в диапазона на дозата от 5 ... 125 измествания / атом Изчисляването на нивото на увреждане и концентрацията на хелий в изследваната зона (фиг. 1) беше извършено въз основа на програмата, описана в работата... По-специално, концентрацията на хелий беше оценена на I.3 * 10 "" при." при."

–  –  –

ВЪПРОСИ НА „ГОМС НА НАУКАТА И ТЕХНОЛОГИИТЕ.

42 Серия: Ш Ш РАДИАЦИОННИ ПОШВДЕНИП И РЛДИАЦИП111ЮГ. MLterILLOVELSHK. 1 9 9 2. Бр. H 5 8), 2 (5 9) 1 - 1 3 7 Температурата на облъчване от 620 ° C беше избрана като температура на максималното набъбване на Ni-Sc сплавта, която беше предварително определена за подобни нива на увреждане.

Пострадиационните изследвания на структурата на порите бяха проведени на микроскоп JEM-IOOCX, а разпределението на примесите в дълбочина беше извършено с помощта на масспектрометър MC-720IM при параметри на разпрашаване Eg =6 keV, JAr=I8 μA/cm2.

РЕЗУЛТАТИ И ДИСКУСИЯ

Първоначалната структура на пробите е монокристална, размерът на зърната в тях варира от I до 5 μm. Границата на разтворимост на скандий в никел при 620 ° C не надвишава 0,2 wt.R", следователно, някои от атомите на примесите са били в утайки, неравномерно разпределени по тялото на зърното, чийто среден размер е ~ 150 nm. След насищане с хелий и облъчване с хром се образуват пори и набъбване както на никела, така и на сплавта. Резултатите от изследванията показват, че подуването значително зависи от температурата на имплантиране на хелий, дозата на увреждане и наличието на скандий в никела.

O 20 40 60 80 100 120

a b Фиг.2. Дозови зависимости на плътността на порите (n), средния им размер (a) и стойността на набъбване (aV/V%) на никел (o, l, o) (a) и никел-скандиева сплав ( ,*, ) (b): a, a - без хелий; e, e - предварително наситени с хелий при T=620°C; o, - предварително наситен с хелий при T50°C Фигура 2 показва дозовите зависимости на параметрите на набъбване на Ni и Ni-Sc сплавта за различни методи за предварително въвеждане на хелий. Може да се види, че независимо дали хелий присъства в материала или не, добавянето на скандий води до значително намаляване на набъбването на никела. Най-радикално намаление обаче се наблюдава при облъчване без хелий и в случай на насищане с хелий при ниски температури (виж фиг. 2a, b).

Анализът на дефектната структура на Ni-Sc сплавта показа, че образуваните пори не са свързани със съществуващи утайки, а са разпределени равномерно по целия обем на пробата. В допълнение, плътността на порите в сплавта за всички методи на облъчване е по-висока, отколкото в никел без скандий и, подобно на средния размер на порите, е много чувствителна към температурата на имплантиране на хелий. При ниска температура има два максимума в разпределението на размера на порите в сплавта: по-големият съответства на малки пори, по-малкият съответства на пори с голям радиус (фиг. 3). Въвеждането на хелий при 620°C създава система от пори, в която няма ясно дефинирани два максимума (фиг. 4), но както средният размер на порите, така и стойността на набъбване в сплавта са значително по-малки, отколкото в никела.

Въз основа на данните от работата, където беше показано, че стойността на 10" 2 at.-at; образуване на пори при условията на взаимодействие на потоци от ваканции и интерстициални атоми с атоми на хелий и скандий.

–  –  –

–  –  –

Cr 0 C " P t 60 50 30 20 10 060 50 10 O 1L AO X 20 at.E. свободни места, движещи се към облъчената повърхност и, съответно, обратен поток от дифузиращи скандиеви атоми. В тази ситуация никеловите атоми образуват поток на интерстициали, движещи се към повърхността, което е обратно на скандия.

Предварителното бомбардиране на сплавта с хелий при 620°C също създава поток от празни места към повърхността. Това води до дифузия на скандий дълбоко в материала още на етапа на насищане и неговото първоначално разпределение преди облъчване с хром ще се различава от разпределението на хелий, съществуващ след имплантиране при стайна температура. В резултат на това крайното разпределение на скандий в проби, наситени с хелий при 620°C, се характеризира с по-широка зона на изчерпване, отколкото в пробите, в които хелий е добавен при Ti50°C.

Трябва да се обърне внимание на факта, че дебелината на зоната, наблюдавана през електронен микроскоп, е близка до ширината на региона, обеднен на скандий. Следователно, в случай на високотемпературно насищане с хелий, значително увеличаване на набъбването на Ni-Sc сплавта може да бъде заменено не само от високата дифузионна подвижност на хелия и образуването на големи ядра на порите на етапа на имплантиране, но също и от радиационно стимулираната дифузия на скандий в дълбочината на материала и намаляване на ролята му в образуването на пори в слоя, който се изследва.

ЗАКЛЮЧЕНИЯ Изследванията на влиянието на метода за предварително въвеждане на хелий в никел и сплав Ni-0,48 wt.% Sc показаха, че тази сплав, която демонстрира висока устойчивост на набъбване на празни места, променя устойчивостта си на радиационно излагане под въздействието на имплантирани хелий. Освен това, ако при нискотемпературно въвеждане на хелий само разпределението на порите се променя значително, но не и степента на подуване, тогава високотемпературната имплантация се характеризира със значително увеличение на средния размер на порите и подуване.

Под въздействието на високотемпературно имплантиране и облъчване настъпва значително изчерпване на скандий в повърхностната област, което трябва да се вземе предвид при тълкуване на резултатите от набъбването на сплави, получени чрез симулационни експерименти.

СПИСЪК НА ЛИТЕРАТУРАТА

1. Wollenberg H. Взаимодействие на самоинтерстициал с разтворени вещества // J. Nucl. Мат.

1978. Том 69/70. P.362-371.

2. Koch R., Wahi R., Wollenberg H. TEM-изследване на микроструктурната еволюция в облъчени чрез симулация Cu-Be сплави // J. Nucl. Мат. 1981 г.

Том 103/104. P.1211-1216.

3. Бакай А.С., Зеленски В.Ф., Матвиенко Б.В. et al., Подобряване на рекомбинацията на структурни дефекти по време на разлагането на твърди разтвори при облъчване, VANT. Sei.FRP и RM. 1983. бр. 5 (28). С.З-П. *

4. Okamoto P., Rehn L. Индуцирана от радиация сегрегация в бинарни и тройни сплави // J. Nucl. Мат. 1979. Том 83. С.2-23.

5. Голубое С И., Одинцов Д.Д. Радиационен растеж на t "-фазата върху дренажи на точкови дефекти в бинарна никел-силициева сплав // VANT. Сер.: FRP и RM. 1988.

Проблем. 3 (45). стр.25-29.

6. Little E.A., Stow D.A. Подуване на кухини в облъчени с бърз реактор бинарни желязо-хромови сплави с висока чистота // Proc. Вътр. конф. корс. Франция, 4-8 юни

7. Piller P., Marwick A. Радиационно-усилена дифузия и сегрегация в Ni и Ni-0.33 at.ZSi сплав: ефектът от улавянето на точкови дефекти // J. Nucl. Мат.

1979. Том 88. С.42-47.

8. Ган В.В., Марченко И.Г. Моделиране на клъстери от примеси и свободни места в Ni// VANT. Серии: FRP и RM. 1987. Брой 2(40). стр.27-28.

9. Van dar Kolk G., Van Veen A., Caspers L. Свързване на хелий с метални примеси във волфрам; експерименти и компютърни симулации // J. Nucl. Мат.

1985. Том 127. С.56-66.

10. Ган В.В., Юдин О.В. Програмата за изчисляване на стандартни профили на разпределението на дефектите в дълбочината на материала // VANT. Серии: FRP и RM. 1979. бр. 1(9).

11. Зеленски В.Ф., Неклюдов И.М., Матвиенко Б.В. Симулационни изследвания на ефектите от радиационното набъбване на никел и неговите сплави. P. Изследване на набъбването на никел и неговите сплави // Доклади на конференцията по реакторно материалознание, Алуща, 29 май - 1 юни 1978 г., V.2. С.20-43.

12. Масленков С. Б., Браславская Г. С. Диаграма на състоянието на Ni-Sc (до 36 ат.%) // Метали. 1984. П.И. C203-206.

13. Бендиков В.И., Бредихин М.Ю., Гугля А.Г. et al., „Изследване на ефекта на хелия и дислокационната структура върху развитието на порьозността в никела“, VANT. Серии: FRP и RM. 1984. Брой 5(33). С.20-26.

14. Potter D., Rehn L., Okamoto P., Wledersich H. Подуване и сегрегация на кухини в разтворени никелови сплави, Proc. Вътр. конф. Скотсдейл. Юни 1977 г. P.377-385.

15. Marwick A.D., Piller R.C., Sivell P.M. Механизми на индуцирана от радиация сегрегация в разтворени никелови сплави // J. Nucl. Мат. 1979. Том 83. С.35-41.

Статията е получена в редакцията на 11.03.1992 г.

UDC 621.039.531

ТЕРМОДЕЗОРБЦИЯ НА ДУТЕРИЙ ОТ ПИРОВЪГЛЕДОРНИ МАТЕРИАЛИ

R.G.Khanbekov, Yu.S.Virgiliev, V.F.Rybalko, A.A.Mirahmedov (INP, Алма-Ата;

НИИграфит, Москва; KIPT, Харков) Представени са експериментални данни за термична десорбция и повторна емисия на йонно имплантиран деутерий (E IO n=25 keV) от пирокарбонови материали. Изследванията са проведени както върху проби, предварително облъчени с неутрони, така и върху необлъчени проби.

Много изследвания са посветени на изучаване на поведението на деутерий, имплантиран в различни структурни материали, включително процесите на термично активирана десорбция на деутерий [1–5]. Това се дължи на важната роля на взаимодействието на деутерия с повърхността на конструкциите в съоръженията на термоядрения реактор.

Ето защо представлява интерес да се изследва промяната в свойствата на въглеродно-графитните материали под въздействието на деутериева плазма.

Документите разглеждат въпроса за термичната десорбция на деутерий от MPG-8 графит и пирографит. Показано е, че по време на нискотемпературна термична десорбция пикове се появяват само за MPG-8 графит. Температурните зависимости на относителното количество деутерий, задържан в материала, към общото количество деутерий, имплантиран при T00-l = 78 K, бяха начертани от спектрите на термична десорбция. Тези данни послужиха като по-нататъшно изследване на термичната десорбция и повторна емисия от различни въглеродно-графитни материали.

В тази работа се изследват закономерностите на термична десорбция и ремисия на деутерий от пирокарбонови материали с различна предварителна термична обработка и неутронно облъчване. За имплантиране на деутерий с енергия от 800 eV е използвана плазмената инсталация DRAKON (ХФТИ, Харков). Напрежението на катодите беше I keV, разрядният ток беше 0,4 mA "cm" 2. Работното налягане по време на облъчване със стационарна плазма беше 3 ... 5-I0 "3 mm Hg.

В съоръжението SKIF (KIPT, Харков) облъчването се извършва с моноенергиен разделен лъч йони D с енергия 25 keV, плътността на тока на лъча е μA cm"2, а работното налягане в камерата е 2 * 10 „*Па.

Облъчването се извършва при стайна температура. Когато пробите се нагряват за термична десорбция, температурата се измерва с w-Re и хромел-алуминиеви термодвойки.

Абсолютната грешка при измерване на температурата не надвишава ±10°C. Изследвани са пиролитичен въглерод (PU), получен от газова фаза при 2100°С и пирографит (PG), термомеханично обработен при 2800°С. Образците са направени под формата на правоъгълни пластини с размери 16x6x2 mm.

Промяната в парциалното налягане в камерата за облъчване за определена маса се записва с масспектрометър ADM-I и MX-7304 в непрекъснат режим. Спектрите на термична десорбция се записват по време на нагряване със скорост 5,4 K-s"1 в координатите (P, T) и (P, t), където P е парциалното налягане в измервателната камера, T е целевата температура, t е време на нагряване на пробите ...2000°C.

Фигура 1 показва експерименталната зависимост на относителната промяна в количеството деутерий, въведен в пирокарбон и пиролитичен графит, от интегралния поток. Вижда се, че при дози на облъчване до I-I0" part. cm * 2 и в двата материала се наблюдава практически само улавяне на имплантиран деутерий. При дози над 1"10" part. cm2 повърхността на пирокарбона материалите са наситени с деутериеви йони.

–  –  –

ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНИКА.

Серия.-ФИЗИКА НА РАДИАЦИОННИТЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ 47 И РАДИАЦИОННИ МАТЕРИАЛОЗУКИ. 1992. бр. 1(58), 2(59). 1-137.

Трябва да се отбележи, че степента на насищане и зависимостта на количеството въведен деутерий от флуенса са различни. В пирокарбоните насищането възниква, когато се въвеждат 4-10 "части," cm "2, а в пирокарбона тази стойност е два пъти по-висока и възлиза на 7 ... 8-10 1 1 част-cm" 2. Различни стойности от степента на насищане на тези материали Структурата на пиролитния въглерод е графит от началния етап на графитизация и подреждане, а пиролитичният графит е графит, добре графитизиран с висока степен на ред със структура, близка до идеалния монокристал. с процеса на насищане на близкия до повърхността обем на пиролитичен въглерод с деутерий (до 8 относителни единици при дози I ... 2-101 * part.-cm "2). По-нататъшното намаляване и увеличаване на насищането с деутерий с увеличаване на дозата може да се обясни с дифузията на деутерий от повърхността на пирокарбона в обема на големи разстояния. Дифузията започва, когато концентрацията на деутерий близо до повърхността достигне критична стойност и се появи концентрационен градиент.

Изследвана е и термичната десорбция на деутерий от пирокарбонови материали, облъчени с йони с енергия от 252 keV до дози от 8 х 10" части cm и йони с енергия от 8 keV до доза от 4 х 10 s0 части" cm. в тази работа.

–  –  –

Фиг.2. Кинетични криви на термична десорбция на деутерий от пирографит в зависимост от температурата на нагряване (а) и времето на нагряване (б). I - 3 * 10 "; 2 - M O "; 3 - 4"10"; 4 - 4"10" part."cm"2 Фигура 2, a, b показва кинетичните криви на термичното освобождаване на деутерий от пирографит. Може да се види, че термичната десорбция от проби, облъчени с различни дози, започва при температури 700–900 ° C и завършва при 1800 ° C. В този температурен диапазон има един широк пик, общ за трите спектъра.

При доза на облъчване от 4-10 1 - part.-cm "2 (крива 3) се появява допълнителен пик вляво от основния пик на отделяне на газ. С увеличаване на дозата на облъчване се наблюдава изместване на основния пик се наблюдава отделяне на газ в областта на високите температури. Кинетичните криви на отделяне на газ от проба, облъчена с дози 3 * 10" и I 10" част.* cm"2 са идентични, а при дози 4-10 1 " част. cm"2 се появява допълнителен пик на кривата на отделяне на газ. Вижда се, че с увеличаване на дозата на облъчване с деутериеви йони пиковете на термична десорбция за пирографит се изместват към по-високи температури и се наблюдава разцепване на основния пик. На фиг. 2.6 показва времевите криви на термична десорбция, допълнителна крива 4 се отнася за пирографитна проба, облъчена до дози от 4x20*° части cm"2 със стационарна деутериева плазма (E и o n = 800 eV).

Въпреки че дозата на облъчване в този случай е с два порядъка по-висока и токът на лъча е с няколко порядъка по-висок, количеството имплантиран деутерий е незначително. Въпреки това, позицията на пика на термична десорбция на крива 4 съвпада с позицията на пиковете, получени при други режими на облъчване. Проучванията показват, че термичната десорбция на деутерий от повърхността на пирокарбонови материали зависи от условията на облъчване, по-специално от енергията на бомбардиращите йони и дозата на облъчване.

За да се изследва влиянието на структурата на пировъглеродните материали върху процесите на термична десорбция на деутерий, бяха облъчени пирокарбони, получени чрез отлагане от газовата фаза при температура 200 ° C. Фигура 3 показва данни за термичната десорбция на деутерий от получен пировъглерод за проби, облъчени с различни дози =25 keV).

При дози на облъчване от 1*10" part-cm" бяха открити два пика:

главният пик при 2 1225 и вторият при 1400°C. С увеличаване на дозата на радиация до 4 "1 0" често. cm "пик при 1400 ° C се запазва, а основният пик се измества към по-ниски температури и се разделя на два пика. По-нататъшното облъчване на пирокарбон с деутериеви йони до 8" 10 "чести cm" 2 води до връщане на главния пик към областта на по-високи температури, но със запазване характера на кривата.

Пикът на термична десорбция на деутерий, открит при 1400°C, се запазва при достигнати дози # 2 (до 410 "често* cm"). С по-нататъшно увеличаване на дозата на облъчване до 1,6 ... 8 * 10 "често," cm "пикът на термична десорбция при 1400 ° C изчезва, основният пик остава разделен. В резултат на това основният пик се измества в областта на високите температури, преминавайки в плато (крива 6). По този начин кинетичните криви на термична десорбция от облъчен пирографит и пиролитичен въглерод I S* Наблюдава се аномално увеличение на повторната емисия на деутерий при температури на неутронно облъчване над 600°C. При температури от 700...800°C стойността на повторната емисия придобива стойност, равна на тази, която е била при температура на неутронно облъчване 550°C (виж фиг. 4).

4,5 неутрон "cm" 2, След същите режими на облъчване на пирокарбон с неутрони (F = 3 T около b l = 70 ... 800 ° C) и деутериеви йони (F = 3 "Yu" част * cm "2 Кинетичните криви (фиг. 5) показват, че термичната десорбция на деутерий от неутронно облъчени проби започва при температури 600...800°C.

Освен това, за разлика от резултатите, получени при изследване на термична десорбция без предварително неутронно облъчване на пиролитичен въглерод, термичната десорбция от неутронно облъчени проби има голям брой пикове. Максималният брой пикове на газоотделяне се наблюдава при проби, облъчени с неутрони при 7O...8O°C. С повишаване на температурата на неутронно облъчване (виж Фиг. 5а, б), броят на пиковете намалява и кривата до известна степен става подобна на кривите на термична десорбция, получени върху проби от пирокарбон без предварително облъчване, т.е. основният пик се появява с голям брой разделени пикове. Трябва да се отбележи, че неутронното облъчване на пиролитичен въглерод при температури от 700–800 ° C допринася за появата на друг допълнителен пик на термична десорбция на интеркалиран деутерий при температура на нагряване от 600 ° C.

БИБЛИОГРАФИЯ

1. Платонов П.А., Писарев А.А. и др.. Влияние на облъчване с деутериеви йони върху топографията на повърхността на графит 33 /7 VANT. Сер.: FTP и RM. 1990. Брой 3(54). стр.27-34.

2. Гусева M.I.. Мартиненко Ю.В. Ерозия на повърхността на материали при облъчване с ускорени частици // VANT. Серии: FRP и RM. 1984. Брой 1(29), 2(30). стр.187-200.

3. Ружицки В.В., Рибалко В.Ф., Мозгин В.В. Термична десорбция на деутерий от берилий, графит и въглерод-ситал, облъчен с D йони с енергия 20 kb, VANT. Сер.:

FRP и RM. 1987. Брой 1(2). C.II-I4.

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

5. Ашрапов Т.Б., Абдусалямов Н., Артемов С.В. et al., „Изследване на радиационното увреждане и поведението на хелий във въглеродно-графитни материали върху пирокарбоново свързващо вещество“, VANT. Серии: FRP и RM. 1982. Брой 2(21). стр.53-58.

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

7. Пистряк С.В., Морозов А.Н., Рибалко В.Ф. Йон-стимулирана десорбция от повърхността на алуминиеви и конструкционни неръждаеми стомани // VANT. Серии: FRP и RM.

1987. Брой 4(42). стр.42-45.

Статията е получена от Reaction на 11 март 1992 г.

UDC 621.384.6:539.25

ЗАКОНОМЕРНОСТИ НА РАСТЕЖ НА ХЕЛИЕВИ МЕХУРЧИЦИ

В ЙОННИ ИМПЛАНТИРАНИ Ni И Fe В. И. Бендиков, В. В. и Fe в температурния диапазон 900...1600 К.

Доза на облъчване PG, 8 ... 3,6 V I 0 "He +" cm "2.

Изследвана е термично стимулираната еволюция на хелиеви мехурчета в Ni и Fe, имплантирани с H e + йони с енергия 20 keV, и е установена връзката между етапите на еволюция и етапите на газова десорбция от пробите.

В този доклад, въз основа на получените резултати, както и на резултатите, представени в , се обсъжда вероятният механизъм за растеж на хелиеви мехурчета в Ni и Fe проби, нагрети до 900–1600 K.

Както беше показано в , естеството на пиковете на отделяне на хелий от Ni и Fe, имплантирани до дози (I...4)*I0 He+" cm"2 се състои главно в освобождаването на хелий от система от свиващи се хелиеви мехурчета. системата започва още по време на облъчване на материала, но е особено интензивна по време на пострадиационното нагряване и отделянето на газ, по време на което размерите на мехурчетата нарастват от ^1...10 nm до ^1...5 μm. растежът на мехурчета в никел и желязо се характеризира с някои особености [I] беше показано, че в началото на отделянето на газ в пик d в обема на зърното се образуват хелиеви мехурчета с диаметър 15...30 nm от 10 20 мехурчета с диаметър I...8 nm По правило газовите изпускания в пика d се образуват от няколко мехурчета с диаметър ~ 300 nm. азах от Ни.

В проби от желязо се наблюдава нарастване на мехурчета от -v-15...30 nm в диаметър до ~300 nm.

От експерименталните резултати следва, че тя се осигурява чрез комбиниране на голям брой мехурчета с диаметър 15...30 nm в едно.

Подобно сливане на мехурчета е наблюдавано от авторите. Проследено е образуването на мехур с диаметър ~50 nm и група мехурчета с диаметър ~2...8 nm при нагряване в колона на електронен микроскоп от имплантиран с хелий алуминий (S = 10 keV). Авторите наблюдават образуването на мехур с диаметър 200 nm в мед, облъчен до доза от 4 x 10" He-cm"2 (E = 30 keV) от групата мехурчета с диаметър 50...

Фигура 1 показва редица електронномикроскопични снимки на структурата на облъчени He проби от Ni и Fe, на които са записани моментите на свързване на мехурчета на различни етапи на хелий TD, h пикове d и e.

Анализът на получените данни води до заключението, че растежът на мехурчетата при нагряване на облъчени Ni и Fe се осъществява чрез комбинация (редуване) на два механизма - относително бавен растеж, например в резултат на добавяне на празни места и хелиеви атоми, и сравнително бързо нарастване на диаметъра на мехурчетата поради обединението 3. ..20 мехурчета със сравним размер в едно. Бързият растеж настъпва след като системата хелий-метал достигне критично състояние на локално напрежение, вторият възможен изход от което е разрушаването на материала и десорбцията на хелия от него.

Цялата динамика на образуването и растежа на мехурчета в никел и желязо, до тяхното унищожаване, може да бъде представена като движение на силно наситена He-Me система през следващите нива на измерение поради нагряването на пробата.

I. Образуване в обема на имплантирания слой на система от малки мехурчета с размери -VI...5 nm. В слоя се образуват места с повишена и намалена плътност на такива мехурчета с размери от порядъка на стотици нанометри.

II. Комбиниране и сливане на 3...8 мехурчета с диаметър ^I...5 nm в един с диаметър ^10 20 nm, предимно в местата на тяхната повишена плътност. Това ниво е преходно в смисъл на промяна на симетрията на получените обекти. Ако мехурчетата с размери ^10 nm могат да имат форма, близка до сферичната почти по целия имплантиран обем, то големите, поради краткия диапазон от 20 keV на хелиевите йони, трябва да бъдат все повече и повече сплеснати в посока, перпендикулярна на равнината на възникване на хелий.

III. Сливане предимно по равнина, успоредна на повърхността на пробата, коалесценция и образуване на пълни с газ лещовидни кухини с размер ~200...400 nm от десетки мехурчета с размер ^10...20 nm.

При по-нататъшно нагряване, в зависимост от концентрацията на хелий, въведен в материала, се реализират следните нива на агрегация и растеж на мехурчета.

За доза на облъчване от 1,8 * 10 "He * "cm" 4, p и k e:

IV. Растеж на мехурчета, асоцииране и образуване в обема от мехурчета с диаметър 200...400 nm от удължени навиващи се канали, чиято дължина е няколко пъти по-голяма от тяхното напречно сечение.2

За доза от 3, 6 "Yu" He + "cm", пик d:

ВЪПРОСИ НА АТОМНАТА НАУКА И ТЕХНИКА.

Серия: ФИЗИКА НА РАДИАЦИОННИТЕ ПОВРЕЖДЕНИЯ 51 И РАДИАЦИОННИ МАТЕРИАЛОЗУКИ. 1992. бр. 1(58), 2(59). 1-137. Министерство на машиностроенето за Ле...» РАБОТНИЦИТЕ КАТО ФАКТОР ЗА ОРГАНИЗАЦИОННО И ИКОНОМИЧЕСКО УКРЕПВАНЕ НА КОЛХ...» ABWERA ИЗБИРАМЕ ШАПКИ Стр. СВАТБЕНИ ОБИЧАИ НА ПЛАНИНСКИ ЕВРЕИ С КАКВИ ПРОДУКТИ ... "на университета ЛОГИСТИКА И ТЕХНИЧЕСКА ПОДДРЪЖКА STU 3.6-2015 Минск Стандарт в ... "на Икономическия факултет ИКОНОМИКА Работна програма за студенти от III година на инженерни и технически специалности Москва - 2002 I. О.. .» проектиране и изпълнение на работи по време на възстановяване на тръбопроводи с гъвкави полимерни маркучи Този набор от правила не подлежи на прилагане ... "Клинична болница № 1" Челябинск, ул. Воровского, 16 MUS "Градска клинична болница № 2" Челябинск, пр. Ленин, 82 G ..."