Фізика радіаційних пошкоджень та радіаційне матеріалознавство. Розпилення та ерозія піровуглецевих матеріалів при впливі

Становлення атомної енергетики свого часу вимагало створення великого пласта матеріалознавства. Якщо взяти атомний реактор, то до стандартних проблем міцності при нагріванні до будь-якого матеріалу додадуться вимоги щодо взаємодії з радіаційними потоками всередині реактора. Найважливішими виявляються властивості взаємодії з нейтронами - і з погляду нейтронної фізики всього реактора (чи поглинає цей конструктивний метал нейтрони? Уповільнює? Відбиває? Активується?) і з погляду самого матеріалу. Що відбувається у матеріалі під впливом радіації?

Випробування на розрив опроміненого зразка в гарячій камері. Лабораторія ORLN.

• Швидкі частинки «ламають» ґрати, викликаючи перескоки атомів матеріалу за ними. Це призводить до зменшення пластичності та зростання крихкості.
• Нейтрони можуть поглинатися різними атомами, викликаючи їх трансмутацію - перетворення на важчий елемент (наприклад Fe56 + і -> Mn57). Найчастіше ізотоп, що утворився, радіоактивний, і він розпадається через якийсь час. Так відбувається активація матеріалу – насичення його радіоактивними ізотопами.
• Ці радіоактивні ізотопиможуть розпадатися з утворенням альфа-частинки. Альфа-частинки не залишають матерію, а рекомбінуються в гелій. Гелій накопичується всередині матеріалу, викликає його розпухання та розтріскування. Аналогічні процеси (у меншому масштабі) відбуваються із накопиченням водню, що утворюється при розпаді нейтронів.
• Для дуже швидких нейтронів, що налітають, можливий прямий розвал атома конструкційного матеріалу, з утворенням безлічі осколків і сильно радіоактивного залишку.
• Активація матеріалу призводить до зміни його хімічного складу та різноманітних корозійних процесів. Особливо нелегко доводиться у місцях зварювання та спаїв

Розпухання зразка з нержавіючої сталі під впливом нейтронів

Універсальним мірилом того, як далеко заходять ці процеси, що руйнують, є величина с.н.а. - Зміщень на атом (або dpa в англомовній літературі). Вона означає, що у середньому за кожен атом доведеться актів взаємодії з випромінюваннями. Характерні величини для ядерних реакторів – від 5 до 60 с.н.а.

Розрахункові радіаційні ушкодження вигородки реактора ВВЕР-1000 у с.н.а.

Вплив реакторних умов різні марки сталей. ЕІ/НС - спеціальні реакторні сталі.

Матеріалознавці вигадали безліч сплавів, сталей та неметалічних матеріалів для роботи в таких умовах. Їх, до речі, часто відрізняє божевільна точність складу, мова йдепро точність до 0,01% вмісту легуючих домішок. На сьогодні 60 с.м.а. є межею для сучасних ядерних матеріалів, причому такі матеріали ще й обмежені за робочою температурою і не можуть, наприклад, використовуватися в гарячих швидких реакторах.

Різні за вмістом кисню та заліза цирконієві сплави. Зверніть увагу, що області припустимих значень допантів ~500 ppm, тобто. 0,05%

Однак для майбутніх швидких реакторів поділу та для термоядерних реакторів потрібні матеріали, здатні стояти до 150 (а краще до 300) с.н.а. без руйнування, а у випадку термоотрути - стояти не просто в потоці нейтронів, але в потоці наденергійних нейтронів. До речі, однією з основних проблем цього розділу матеріалознавства є повільний набір пошкоджуючих доз - 20 с.н.а на рік у найкращих реакторах, тобто. щоб набрати 160 с.н.а., треба залишити складання в реакторі на 8 років.

Перспективні реакторні матеріали та програма їхнього опромінення в реакторі БОР-60.

Для того, щоб створювати та перевіряти матеріали майбутніх термоядерних реакторів потрібні специфічні джерела термоядерних нейтронів. Тут не підійдуть ні високопотокові дослідні ядерні реактори, ні спаляційні (прискорювальні) установки. Тому у 2000-х роках Європа та Японія прийняли програму створення спеціальної дослідницької лабораторії IFMIF/EVEDA для випробувань перспективних матеріалів.

Схема IFMIF/EVEDA

І план будівлі. Знайди людину у цій «лабораторії».

Установка IFMIF являє собою два невеликі, але сильноточні прискорювачі дейтронів (іонів дейтерію) до енергії приблизно 40 МЕв і літієвої мішені (а саме потоку рідкого літію, що ллється, товщиною 25 мм). Прискорювач досить унікальний великим струмом (125 мА), що видається у постійному (а не імпульсному) режимі. Прискорювач складається з традиційних елементів - плазмового джерела іонів, фокусуючих систем (LEBT, MEBT, HEBT), прискорювального радіочастотного модуля з електродинамічним утриманням іонів (RFQ) і радіочастотного прискорювального модуля з електромагнітним утриманням і резонаторними порожнинами (SRF Linac).

Прискорювач IFMIF, його елементи та розробники.

Прискорені дейтрони від двох однакових прискорювачів взаємодіють з літієм за реакцією D + Li -> 2He + n. При цьому нейтрон, що утворився, дуже схожий на термоядерний за своєю енергії. Літієва мета, до речі, теж досить унікальна конструкція, що займається очищенням літію від продуктів поділу і формує завісну мету.

Схема літієвої мішені.

… та її прототип у натуральну величину!

Нейтрони, що виходять, прилітають на випробувальний об'єм, який має камери з різною потужністю нейтронного потоку. У самій високоінтенсивній камері (обсягом всього півлітра, що дозволяє випробовувати безліч невеликих зразків одночасно) створюється потік 10^18 н*сек/см^2 - це у 200 разів більше, ніж найвищих потокових ядерних реакторах. Є камери і з меншою інтенсивністю, які, проте, дозволяють тестувати вже цілі експериментальні конструкції з рідиною, що охолоджує, і т.п.

Спектральна потужність нейтронного потоку в перспективному термоядерному реакторі DEMO та лабораторії IFMIF.

Друга частина лабораторії (EVEDA) - це гарячі камери для будь-яких досліджень того, що ж трапилося з опроміненими зразками, як змінилися їх механічні, фізичні та хімічні властивості.

Опромінювальні камери IFMIF/EVEDA У центрі HFTM швидкість набору дози швидкими нейтронами становитиме 60 сну на рік.

Зразки матеріалів, які випробовуватимуться в IFMIF. Загалом у високопоточну камеру можна завантажити до 1000 таких зразків.

І приблизно такі гарячі камери для досліджень опромінених зразків.

На даний момент йде установка та поетапний запуск обладнання (так – «голова» прискорювача, джерело іонів вже на всю тестується на робочих режимах). Обладнання установки виготовляється як європейськими, і японськими організаціями.

Будівля, де розташована IFMIF/EVEDA в Роккашо, Японія.

Після запуску лабораторії у 2017 році в ній розпочнуться інтенсивні дослідження перспективних матеріалів для першої стінки, бланкету та інших елементів ТЯР, які «мешкають» у найважчих радіаційних дослідженнях. Можливо, саме тут перспективні матеріали типу ванадій-титанових сплавів або карбіду кремнію SiC перейдуть із перспективних у затверджені. Якщо їх характеристики виявляться близькими до очікуваних, то промислові токамаки можуть стати помітно ближчими, а багато з «паперових» концепцій ядерних реакторів поділу (наприклад travelling wave reactor) стануть можливими.

При опроміненні потоками частинок (нейтронів, протонів, електронів, альфа-часток осколків поділу) і жорстким електромагнітним (гамма-і рентгенівським) випромінюванням у матеріалах утворюються структурні ушкодження, які називаються радіаційними дефектами. Передана матеріалу твердих тіл енергія частинок чи випромінювання частково витрачається розрив міжатомних зв'язків. Для утворення, наприклад, найпростішого радіаційного дефекту - пари Френкеля (вакансії та міждоузельного атома) необхідна енергія 14-35 еВ, що перевищує граничну. При опроміненні матеріалів частинками з енергією порядку мегаелектронвольта атомам, що зміщуються, передається енергія, на порядки більш висока в порівнянні з пороговою. Зміщуваний атом прискорюється, яке кінетична енергія витрачається на іонізацію атомів, розташованих уздовж траєкторії руху. В результаті утворюється каскад радіаційних дефектів.

Частинки та випромінювання можуть призводити до хімічних та ядерних реакцій (включаючи реакції розподілу) у матеріалі тіл, а також появі у структурі матеріалів самих бомбардуючих частинок (іонне впровадження), що викликає появу домішок у матеріалі, і є другою причиною виникнення радіаційних дефектів.

Фізичні процеси, що призводять до утворення радіаційних дефектів, становлять наукову основурадіаційного матеріалознавства, що вивчає сукупність методів, що дозволяють, по-перше, створити матеріали (конструкційні, полімерні, напівпровідникові та ін), стійкі до впливу ядерних випромінювань і, по-друге, надати цим матеріалам необхідні властивості шляхом їхнього дозованого опромінення.

Радіаційні дефекти здатні змінювати об'ємні та поверхневі властивості матеріалів. Характер зміни властивостей залежить від довжини пробігу частки чи випромінювання. До поверхневих дефектів призводить опромінення електрозарядженими частинками та випромінюваннями низьких енергій; до об'ємних – опромінення швидкими нейтронами.

При взаємодії швидкого нейтрона 1 з металевим або керамічним матеріалом більша частина його енергії передається атомам, що зміщується з вузлів кристалічних грат (порогова енергія зміщення атома становить близько 25 еВ). В результаті відбувається утворення дефектів кристалів у вигляді вакансій та міжвузлів. Починаючи з певної кількості радіаційних дефектів, стають помітними зміни механічних, фізичних, хімічних та інших властивостей конструкційних металевих або керамічних матеріалів.

1 Швидкі нейтрони утворюються при реакції розподілу ядер, їх енергія становить 0,1 -10 МеВ

При взаємодії швидкого нейтрона з органічною речовиною більшість його енергії йде освіту протонів віддачі, іонізацію атомів водню чи його збудження. Розрив зв'язків С-Н чи С-З є наслідком опромінення. З рідких органічних речовин виділяються гази, їхня в'язкість підвищується. Радіаційна стійкість та стабільність органічних речовин набагато нижчі, ніж металевих керамічних матеріалів.

Найбільшу чутливість до радіації мають напівпровідники. При взаємодії швидких нейтронів з напівпровідниками знижуються їх підсилюючі характеристики, у забороненій зоні виникають дозволені стани.

Вивчення поведінки різних матеріалів у потоках швидких і теплових нейтронів 1 показало, що існує порогове значення флюенса нейтронів 2 нижче якого вплив опромінення на матеріали незначно. У табл. 6.73 та 6.74 наведено порогові значення флюєнсів для швидких, теплових та надтеплових 3 нейтронів. Вище порогових значень флюенсу нейтронів ефект опромінення необхідно враховувати при виборі матеріалів, розрахунку механічної та конструкційної міцності, корозійної стійкості, розрахунку теплопередачі та сумісності матеріалів.

1 Тепловими називають нейтрони, що знаходяться в тепловій рівновазі з ядрами середовища та мають енергію 0,005-0,2 еВ.

2 Флюенс нейтронів - добуток щільності потоку нейтронів та часу опромінення; щільність потоку нейтронів - добуток щільності нейтронів та їх середньої швидкості.

3 Надтепловими називають нейтрони з енергією 2-10 еВ.

Таблиця 6.73.Порогове значення флюєнса швидких нейтронів у різних матеріалах

Таблиця 6.74.Порогове значення флюєнсу теплових та надтеплових нейтронів у різних матеріалах.

Ступінь радіаційного на матеріали при опроміненні їх нейтронами залежить від складу ізотопів в хімічних компонентах матеріалів. Наприклад, в результаті (n, α)-реакції 1 у матеріалах з'являється гелій, що впливає на процеси радіаційного розпухання, повзучості, крихкості.

1 Реакція захоплення нейтрона n ядром, що супроводжуються вильотом α-частки ((n, γ) - те ж випромінюванням γ-кванта; (р, α) - реакція захоплення протона ядром, що супроводжується вильотом α-частки).

Для прикладу можна вказати й інші ядерні реакції, які можуть призводити до додаткової зміни властивостей матеріалів:

До властивостей конструкційних матеріалів, що працюють в умовах радіаційних опромінень, висувають такі вимоги:

1) висока механічна міцність та пластичність;

2) висока термічна стабільність (теплостійкість);

3) висока корозійна стійкість та сумісність з іншими матеріалами;

4) добрі характеристики теплопередачі;

5) малий переріз поглинання (захоплення) нейтронів;

6) велика радіаційна стабільність;

7) низька наведена радіоактивність;

8) високий переріз розсіювання нейтронів, велика втратаенергії нейтрону за одне зіткнення

Перші чотири вимоги є загальними для конструкційних матеріалів; останні – специфічними властивостями, що визначаються необхідністю економії нейтронів, ефективного їх уповільнення (для реакторів на теплових нейтронах), а також прагненням мати мале негативна змінамеханічних та інших властивостей під впливом радіаційного опромінення. Специфічні вимоги визначили вибір елементів, що служать основою та легуючими добавками реакторних металевих матеріалів.

Перелік цих елементів та його ядерно-фізичні характеристики наведено у табл. 6.75.

Таблиця 6.75. Ядерно-фізичні властивості реакторних металевих матеріалів

Барн - позасистемна одиниця виміру площі, 1 б = 10 -28 м2.

Берилій та його сполуки.Берилій має найменший з усіх металів переріз поглинання теплових нейтронів, великий перетин розсіювання та високу температуру плавлення, тому є відмінним сповільнювачем та відбивачем 1 .

1 Перетини взаємодії нейтронів з ядрами характеризують можливість ядерної реакції (наприклад, поглинання) або зміни енергії нейтронів (розсіяння).

Берилій та оксид берилію крихкі, дорогі та токсичні, що погано узгоджується з загальними вимогамидо конструкційних матеріалів. Для металевого берилію та його оксиду характерними ефектами, що спостерігаються при зростанні флюєнсу швидких нейтронів, є розмірна нестабільність та гелієве охрупчування. Розмірна нестабільність пов'язана з реакціями взаємодії швидких нейтронів із бериллієм. Збільшення відносного обсягу ∆V/V зразка берилію (радіаційне розпухання) при температурах опромінення 70-130 °С описується залежністю

∆V/V =0,584F 0.93

де F · 10 -26 - флюєнс (Е > 1 МеВ) нейтронів.

Пластичність опроміненого берилію падає практично до нуля вже за відносно невисоких флюенс нейтронів (1-4) 10 25 нейтр./м 2 . Ця властивість зветься гелієвого охрупчування берилію.

При опроміненні нейтронним потоком лінійні розміри виробів з оксиду берилію збільшуються відповідно зменшується щільність, збільшується пористість виробів. При низьких температурах опромінення (75-100 0 С) прискорення темпу зростання обсягу оксиду берилію спостерігається при флюєнсі швидких нейтронів близько 3 10 24 нейтр./м 2 (рис. 6.1). Збільшення температури опромінення зразків зменшує зростання їхнього обсягу. Чим вище щільність зразків, тим більше їх розширення при однаковому флюєнсі.

Рис. 6.1.Радіаційне розпухання ∆V/V високощільного оксиду берилію в залежності від флюєнсу нейтронів при температурах 75-110°С (1) та 500-700°С (2)

Існує гранично допустиме подовження при розширенні, перевищення якого призводить до розтріскування, руйнування, перетворення виробів на порошок. Флюєнс, при якому відбувається руйнування, збільшується зі зменшенням розміру зерна оксиду берилію відповідно до залежності

де - розмір зерна, мкм (розмір зерна визначали при температурах опромінення 50-100 °С).

Максимально допустимий флюєнс, що не викликає мікророзтріскування, залежно від температури опромінення, щільності потоку нейтронів та розміру зерна оксиду берилію, наведено на рис. 6.2.

Рис. 6.2. Зміна максимально допустимого флюєнсу, що не викликає мікророзтріскування, залежно від температури опромінення, розміру зерна ВеО

(1 - 1...2.5 мкм; 2 - 10...15 мкм) і щільності потоку нейтронів, що дорівнює 10 16 і 10 17 нейтр./(м 2 ·с)

Основну роль у зміні об'єму виробів з оксиду берилію відіграє гелій, а також тритій, що утворюються при взаємодії берилію зі швидкими нейтронами. Якщо температура виробу перевищує 1200°С, стає суттєвим виділення гелію із зразків оксиду берилію (рис. 6.4), що залежить від часу витримки. На цьому заснований спосіб відновлення властивостей виробів із оксиду берилію за допомогою високотемпературного відпалу.

Рис. 6.3. Залежність об'ємної частки гелію в опроміненому оксиді берилію від флюєнсу нейтронів

Рис. 6.4. Залежність об'ємної частки гелію, що виділився з опромінених зразків ВеО (F=2·10 24 нейтр./м 3 , 860 °С) при різних температурахвідпалу, від часу τ

Теплопровідність зразків при опроміненні зменшується зі зростанням флюєнсу тим більше, чим вище щільність матеріалу (рис. 6.5). Зі збільшенням температури зменшення теплопровідності сповільнюється і при 100 °С досягає насичення на рівні 40-50% вихідного значення при флюенсі 4 10 25 нейтр./м 2 .

Рис. 6.5. Залежність відносної теплопровідності (λ 0 - вихідна теплопровідність) оксиду берилію від флюенсу швидких нейтронів при щільності зразків 2,7-2,9 (1),

2,8-3,0 (2) та 2,9-3,0 г/см 3 (3) та температурі опромінення 40-140 °С

Міцність оксиду берилію падає зі зростанням флюенсу нейтронів тим більше, чим вище щільність зразка. Підвищення температури опромінення до 350-400 ° С помітно зменшує вплив нейтронного потоку, але залишається ще значним. Відпал при 1300 ° С повністю відновлює властивості міцності. На рис. 6.6-6.8 наведено залежності відносної міцності оксиду берилію при стисканні, розтягуванні та згинанні від флюєнсу швидких нейтронів (Е > 1 МеВ) та температури. Невелике збільшення властивостей міцності при малому флюенсі відповідає теоретичним даним.

Рис. 6.6. Залежність відносної міцності ВеО при стисканні від флюєнсу нейтронів при щільності зразків 2,99-3,0 (1), 2,5 (2), 3,0 (3) та 2,7-2,8 (4) г/см 3:

1,2 - зразки, опромінені при 100 °З; 3, 4 - зразки, опромінені та обпалені при 1300 ° С протягом 24 год

Рис. 6.7. Залежність відносної міцності ВеО при розтягуванні від флюєнсу при щільності зразків 2,6-2,85 г/см 3 та температурі опромінення 100 °С (1) і 350-400 °С (2)

Рис. 6.8. Залежність відносної міцності ВеО при вигині від флюєнсу при щільності зразків 2,8-2,9 г/см 3 та температурі опромінення 100 °С

Опромінення призводить до зростання швидкості повзучості оксиду берилію. Спостерігається релаксація напруг у зразках, опромінених при 500-700 ° С, що пояснюється повзучістю, що настає в цих умовах.

Магній та його сплави.Сплави магнію є низькотемпературними (температура плавлення магнію 650 °С) конструкційними матеріалами, корозійно-стійкими на повітрі та в середовищі вуглекислого газу (до ~ 400 °С), але мають низький опір корозії у водному середовищі, рідкометалевому натрію та евтектиках Мg - Мg - К. За ядерними властивостями магній поступається лише берилію. Його суттєвим недоліком є ​​високий термічний опір. Теплопровідність магнію та його сплавів (при 20 °С λ = 63...171 Вт/(м·°С)) більш ніж 100 разів нижче, ніж сплавів алюмінію.

При температурах нижче 500 °С серед вуглекислого газу сплави магнію показали хорошу радіаційну стійкість: при флюенсі нейтронів до 10 25 нейтр./м 2 ніяких істотних радіаційних дефектів (розпухання, радіаційної повзучості, зміни міцності і пластичності) не спостерігалося.

Цирконій та його сплави.Сплави цирконію набули широкого поширення завдяки своїй високій механічній міцності при підвищених температурах, хорошій корозійній стійкості у воді та парі, технологічності. За ядерними параметрами цирконій є третім після берилію та магнію елементом. Низька теплопровідність цирконію (при 20 °С) λ = 18 Вт/(м·°С) компенсується відносно низьким тепловим розширенням. Невисока корозійна стійкість при високих температурах та відносна дорожнеча стримують застосування сплавів цирконію.

У потоці швидких нейтронів спостерігаються радіаційне зростання та радіаційна повзучість сплавів цирконію, суттєві у температурному інтервалі 180-530 °С. Зі збільшенням температури від 300 до 400 °С вплив нейтронного опромінення на повзучість зменшується, що пояснюється швидким відпалом радіаційних дефектів, проте при цьому зростає і стає визначальною термічна повзучість. Результати випробувань сплавів циркалою-2, що містить, % (мас.): 1,2-1,7 Sn; 0,07-0,2 Fе; 0,05-0,15 Сr; 0,03-0,08 Ni, 0,03-0,08 N; 0,01 О, решта Zr, та Н-2,5 (Zr+2,5 % Nb), представлені в табл. 6.76.

Таблиця 6.76.Результати випробування на повзучість труб із сплавів циркалою-2 та Н-2,5

Щільність потоку швидких нейтронів.

Нейтронне опромінення збільшує швидкість повзучості холоднодеформованого циркалаю-2 при 200-350 ° С на порядок і більше. Швидкість повзучості холоднодеформованого сплаву Н-2,5 збільшується меншою мірою.

При 340-350 ° С у циркалаю-2 спостерігається різке збільшення швидкості повзучості (рис. 6.9). Зразки були піддані холодній пластичної деформаціїна 15-20%.

Рис. 6.9. Залежність швидкості повзучості сплаву циркалою-2 від температури при опроміненні в потоці швидких нейтронів щільністю (5-9)·10 16 нейтр./(м 2 ·с) при σ, що дорівнює 210 (1) та 140 МПа (2)

Алюміній та його сплави.Основними дефектами радіаційними для сплавів алюмінію є радіаційне розпухання і збільшення межі тривалої міцності. Радіаційне розпухання обумовлено реакціями взаємодії швидких нейтронів з ядрами алюмінію, у яких утворюються кремній, водень і гелій. Вплив флюєнсу нейтронів з Е > 0,1 МеВ на відносну зміну обсягу сплавів алюмінію наведено на рис. 6.10. Тривала міцність алюмінієвого сплаву 1100 після опромінення нейтронами з флюенсом (0,7-11) 10 26 нейтр./м 2 зростає (рис. 6.11), що є наслідком радіаційного зміцнення матеріалу. Міцні та пластичні властивості сплаву 1100 в залежності від флюєнсу нейтронів з Е> 1 МеВ наведено на рис. 6.12. Значні дози опромінення не призводять до радикальної зміни механічних властивостей.

Рис. 6.10. Радіаційне розпухання алюмінію та сплавів залежно від флюєнсу нейтронів при температурі опромінення 50-60 °С:

1 - 99,9999% А1; 2 – сплав 1100 (алюміній промислової чистоти); 3-сплав 6061 (А1+0,7% Мg+0,4% Si)

Рис. 6.11.Зміна межі тривалої міцності алюмінієвого сплаву 1100:

1,2- після опромінення при 100 та 150 °С відповідно; 3, 4 - у вихідному стані при 100 і 150 °С відповідно

Рис. 6.12. Залежність показників міцності (а) та пластичності (б) сплаву 1100 від флюєнсу нейтронів

Аустенітні корозійно-стійкі сталі та нікелеві сплави.Потоки швидких нейтронів викликають в аустенітних корозійностійких сталях та нікелевих сплавах зміну механічних властивостей, радіаційне розпухання та радіаційну повзучість. На рис. 6.13 наведено дані про вплив флюенсу швидких нейтронів та температури опромінення на механічні властивості аустенітних сталей. Ця зміна, особливо помітна при флюєнсі більше 5·10 25 нейтр./м 2 та температурах вище 500 °С , називається високотемпературним радіаційним охрупчуванням (ВТРО).

Рис. 6.13. Вплив опромінення на межу плинності (а) та відносне подовження (б) стали 08Х18Н10 при різних температурах опромінення

Явище ВТРО супроводжується значним зниженням пластичності (повне подовження при розриві може досягати лише 0,1%) та підвищенням межі плинності матеріалу. Тривала міцність, опір втоми та опір повзучості при цьому також суттєво зменшуються (до половини вихідного значення у сталей типу 12X18Н9).

Пояснюється ВТРО радіаційним стимулюванням змін властивостей на межі зерен, що призводять до утворення тріщин. Найкращою опірністю ВТРО мають аустенітні сталі, леговані молібденом і ніобієм, наприклад 0Х16Н15М3Б. Однак це покращення має місце при обмеженому флюєнсі нейтронів. Так, оболонки ТВЕЛ зі сталі 0Х16Н15М3Б мають при 700 °С відносне подовження всього близько 0,8% при флюенсі 8,5 10 26 нейтр./м 2 . Підвищити залишкову пластичність та міцність при високому флюєнсі швидких нейтронів можна легуванням аустенітних корозійностійких сталей титаном, бором, кремнієм. Малу схильність до ВТРО мають сталі феритного та мартенситного класів.

Радіаційне розпухання проявляється при флюенсі більше 10 26 нейтр./м 2 в інтервалі температур опромінення 0,3-0,55 Т пл металу, що зазвичай відповідає робочому діапазону конструкційного матеріалу. Для аустенітних корозійностійких сталей радіаційне розпухання може досягати великих значень- (30-40) % при флюєнсі (1,5-2,5) · 10 27 нейтр./м 2 . Механізм розпухання пояснюється накопиченням у процесі опромінення надлишкових вакансій та зародженням у металі вакансійних скупчень, що мають вигляд сферичних мікропор. Центрами зародження часу є атоми домішок, атоми гелію, що утворюється при взаємодії нейтронів з нікелем, хромом, залізом.

На рис. 6.14 та 6.15 наведено залежності радіаційного розпухання деяких сталей та сплавів від флюєнсу швидких нейтронів та температури. Дієвим додатковим засобом, що зменшує розпухання аустенітних сталей, є поверхнева наклеп матеріалу в результаті деформації виробу при кімнатній температурі. При флюєнсі швидких нейтронів (1,2-1,4)·10 27 нейтр./м 2 збільшення ступеня холодної деформації з 20 до 30 % для сталі типу 08Х17Н13М2Т призводить до зниження набряку з 15 до 4 % при температурах опромінення 550-600 З. Високонікелеві сплави типу німонік (40-45 % Ni), а також хромисті корозійностійкі сталі феритного та феритно-мартенситного класів (12-17 % Сr, ≤ 0,5 % Ni) мають менше розпухання. Однак підвищення вмісту нікелю призводить до посилення ВТРВ. Для усунення цього недоліку використовують дисперсійне зміцнення та складне легування нікелевих сплавів молібденом, титаном, алюмінієм, бором, ніобієм, кремнієм.

Рис. 6.14. Вплив опромінення на радіаційне розпухання сталей:

1 – 08Х18Н10Т; 2 - 03Х16Н15М3Б;

3-0Х16Н15М3Б (модифікована);

Рис. 6.15. Вплив температури на радіаційне розпухання сталей та сплавів:

1 – феритна сталь; 2 - високонікелеві сплави; 3 - сталь типу 0817Н13М2Т холоднодеформована (20%); 4 - аустенітна корозійностійка модифікована сталь

З механізмом вакансійного розпухання пов'язана і радіаційна повзучість - властивість постійного деформування матеріалу під навантаженням при опроміненні швидкими нейтронами при температурах, коли не виявляється термічна повзучість (300-500 ° С). Швидкість радіаційної повзучості пропорційна флюєнсу та доданій напрузі:

ν р.п. = ВσR

де ν р.п. - швидкість радіаційної повзучості, год -1; σ - напруга, Па; В - емпіричний коефіцієнт, рівний 2 · 10 -12 для сталі 03Х16Н15М3Б та 0,83 · 10 -12 для сталі 08Х18Н10Т; R - швидкість накопичення радіаційних пошкоджень, зміщ./(ат-ч).

Число радіаційних пошкоджень залежить від флюенсу та спектру нейтронів. Для типового спектру енергетичного реакторана швидких нейтронах флюенсу, що дорівнює 1,67 · 10 27 нейтр./м 2 .відповідає 100 зміщ./ат. Матеріали з низькою схильністю до радіаційного розпухання мають малу швидкість радіаційної повзучості.

Чисті метали, кераміки та кермети.Порівняння залежностей радіаційного розпухання від відношення температури випробування до температури плавлення деяких чистих металів наведено на рис. 6.16. Ніобій, молібден, цирконій, тантал, що мають ОЦК грати, мають підвищену стійкість проти радіаційного розпухання. Навпаки, нікель (ГЦК грати) виявляється схильнішим до радіаційного розпухання.

Рис. 6.16. Залежність радіаційного розпухання чистих металів від температури опромінення при флюєнсі нейтронів 3·10 25 нейтр./м 2

Кераміки та кермети (А1 2 Про 3 , МgО, ZrО 2 , А1-А1 2 Про 3 ; У 4 С - корозійно-стійка сталь) більш стабільні, ніж метали та сплави. Радіаційне розпухання та радіаційна повзучість у них виявляються слабшими.

Графіт має здатність ефективно уповільнювати нейтрони; у нього відмінні теплофізичні властивості, хороша механічна міцність при високих температурах, відносно легка оброблюваність. Застосовуваний реакторних установках графіт отримують штучно в процесі графітизації нафтового коксу. Природний графіт має велику кількість домішок і не може бути використаний як уповільнювач нейтронів. Графіт застосовують для створення газощільних конструкцій, покриттів.

Отримують його методом просочення під високим тиском вуглецевмісною рідиною штучно отриманого графіту і подальшої графітизації. Газоплотним виявляється і піролітичний вуглець, одержуваний як відкладень на нагрітої поверхні вуглеводневого газу (метану, бензолу). Всі штучні сорти графіту мають високу анізотропію властивостей, пов'язану з вибудовуванням частинок коксу при виготовленні брикетів і графітизації відкладень з газової фази.

Нейтронне опромінення підвищує міцність на стиск, твердість та модуль пружності графіту. У той самий час нейтронне опромінення зменшує теплопровідність за високих температур, призводить до нестабільності розмірів, зменшує пластичність, викликає накопичення енергії у графіті. Останні якості є важливими для вибору конструктивних рішень.

Вплив флюєнсу найбільший за невисоких температур (до 200 ºС). При флюенсі нейтронів понад 10 24 нейтр./м 2 теплопровідність графітових зразків знижується у 50 разів (рис. 6.17). Зменшення теплопровідності (електропровідності) пов'язане із виникненням дефектів кристалічної структури, що індукуються нейтронним потоком.

Рис. 6.17. Залежність відносної теплопровідності графіту від температури опромінення та флюєнсу теплових нейтронів.

Зміна розмірів графіту залежить від напрямку (вздовж або поперек осі продавлювання), флюєнса та температури. Початкове (при помірному флюенсі) зменшення розмірів змінюється їх збільшенням. Зі зростанням температури зміни розмірів графіту знижуються і за температур вище 350 °З обсяг багатьох зразків скорочується. Зміна розмірів анізотропного графіту від флюенсу швидких нейтронів при різних температурах у напрямку, паралельному та перпендикулярному осі продавлювання, показано на рис. 6.18.

Рис. 6.18. Залежність зміни розмірів зразків продавленого, майже ізотропного графіту, вирізаних паралельно (а) і перпендикулярно (б) осі продавлювання від флюенсу швидких нейтронів і температури опромінення:

1-550-600 ° С; 2 - 360-400 °С

Зменшення пластичності є наслідком радіаційного зміцнення графіту. Зниження пластичності призводить до утворення тріщин.

Важлива здатність графіту накопичувати енергію деформації в кристалічних ґратах як наслідок радіаційних дефектів. Накопичена енергія, що виділяється у вигляді теплоти, призводить до різкого підвищення температури. Залежність зміни накопиченої енергії від флюенсу та вплив відпалу на її зменшення ілюструє рис. 6.19.

Рис. 6.19. Залежність зміни повної накопиченої енергії ∆Е п у графіті від флюєнсу теплових нейтронів:

1 - для опромінення при 30 С; 2 - після відпалу протягом 5 годин при 1250 С; 3 - після випалу при 2000 °С

«ISSN 0134-5400 ПИТАННЯ АТОМНОЇ НАУКИ ТА ТЕХНІКИ СЕРІЯ: Фізика радіаційних пошкоджень та радіаційне матеріалознавство ВИПУСК 1992 1/58/, 2/59/ УКРАЇНСЬКИЙ НАУКОВИЙ ЦЕНТР...»

-- [ Сторінка 1 ] --

ХАРКІВСЬКИЙ

ФІЗИКО-ТЕХНІЧНИЙ ІНСТИТУТ

СЕРІЯ:

радіаційних ушкоджень

та радіаційне матеріалознавство

1992 1/58/, 2/59/

УКРАЇНСЬКИЙ НАУКОВИЙ ЦЕНТР

ХАРКІВСЬКИЙ ФІЗИКО-ТЕХНІЧНИЙ ІНСТИТУТ

ШАНОВНІ КОЛЕГИ!

Приймачі популярної "жовтої" збірки " Серія: Фізика радіаційних пошкоджень та радіаційне матеріалознавство", що випускається з 1975 р. по 1992 р.

Низька ціна, широта поширення журналу та оперативність публікацій гарантують Вам пріоритет, популярність та звернення нових замовників.

Тематика журналу:

Фізика процесів взаємодії випромінювань з речовиною та радіаційних ушкоджень;

Радіаційні явища, що протікають у матеріалах ядерних та термоядерних реакторах, космічної та прискорювальної техніки;

Радіаційні, іонно-променеві та ядерні технології;

матеріалознавчі проблеми безпеки ядерних та термоядерних реакторів та технологій;

Ядерно-фізичні методи досліджень структури, складу та властивостей матеріалів та навколишнього середовища;

Періодичність видання журналу 6 випусків на рік. Обсяг кожного номера до 10 уч.-вид. листів.

Організації та окремі фахівці можуть підписатися на 1993 рік у комплекті та на окремі номери.

Ціна одного номера – 50 рублів, річного комплекту – 300 рублів.

Наша адреса Вам давно відома:

3I0I08, Харків, вул.Академічна, 1 Харківський фізико-технічний інститут.

Редакція журналу "Радіаційні явища та ядерні технології".

ПОСПІШАЙТЕ ПІДПИСАТИСЯ!

ХАРКІВСЬКИЙ

ФІЗИКО-ТЕХНІЧНИЙ ІНСТИТУТ

СЕРІЯ:

Фізика радіаційних пошкоджень та радіаційне матеріалознавство

НАУКОВО-ТЕХНІЧНИЙ ЗБІРНИК

UDC 539:621 Є взірці колекції паперів, що представлені в 8-й робітник на радіаційному захищеності в solids (28 September - 4 October, 1991, Alushta, Ukraine) Матеріали, гель і хлорид в металах, обладнання та розбудови методів, і реакторів матеріалів.

–  –  –

Члени редколегії:

ІВ.АЛЬТОВСЬКІП, А.С.БАКАЯ, П.А.БЕРЕЗНЯК, В.В.ГАНН, М.СГУСАРОВ, М.І.ГУСЄВА, В.С.КАРАСЄВ, В.В.КІРСАНОВ, Ю.В.КОНОБЄЄВ, Л.М.ЛАРІКОВ, В.А.МИКОЛАЇВ, Л.С.ОЖИГОВ, А.М.ПАРШИН, Е.А.РЕЗНИЧЕНКО, Л.П.РЄКОВА, В.В.РОЖКОВ, В.Ф.РИБАЛКО, З. К.САРАЛІДЗЕ, Ю.М.СОКУPC КИЙ, А.Л.СУВОРОВ, Ю.В.ТРУШИН, Б.П.ЧОРНИЙ, В.К.ШАМАРДІН (С) Харківський фізико-технічний інститут (ХЙІ), 1992.

Розділ перший

РАДІАЦІЙНІ ДЕФЕКТИ У КРИСТАЛАХ

МЕХАНІЗМ РАДМАЦІЙНО-СТКМУЛОВАНОЇ ДИФУЗІЇ У ВТСП

ВСТУП Створювані в процесі опромінення високотемпературних надпровідників (ВТСП) швидкими частинками дефекти та їх скупчення істотно впливають на їх критичні параметри. Тому вивченню структурної природи дефектів, що утворюються при опроміненні, приділяється зараз підвищена увага 1I-5J. Так in situ спостереження мікроструктурних змін Y-Ba-Cu-О при опроміненні іонами Не енергією 50, 150 і 170 кэВ іонами 0 [I]виявило появу дрібних вкраплень Си 2 Офази. При цьому до появи острівців вторинної фази не виявлено ні дислокаційних петель, ні кластерів дефектів, ні будь-яких інших ушкоджень, за винятком орто-тетра-переходу, який відбувався у всіх випадках строго при одному рівні ушкодження, що дорівнює 0,1 зміщ./ ат. Крім того, при аналогічному електронно-мікроскопічному вивченні еволюції структури R-Ba-Cu-0 (R=Gd, Eu) при опроміненні 50 кэВ іонами Не при 15 і 300 К було виявлено, що ортотетра-перехід стимулюється розпорядком на близьких відстанях і не вимагає рухливості радіаційних дефектів далекі відстані. При опроміненні при 15 К були виявлені нерозв'язні в мікроскопі дефектні кластери розміром близько 100 8 також помічено утворення дислокаційних петель біля вже існуючих дислокацій. При опроміненні при кімнатній температурі не спостерігалося утворення протяжних дефектів. При низькотемпературному опроміненні виявлено крип дислокацій; це дозволило авторам зробити висновок, що принаймні частина радіаційних дефектів, імовірно кисневих, рухома при 15 К. Були знайдені порогові флюєнси для аморфізації плівок з різними рідкісноземельними елементами, які виявилися різними для Gd і Їй, що вказує на можливу відповідальність за аморфізацію катион зміщень. Зазначені пороги при 300 К виявилися майже втричі вищими, ніж при 15 К. Це можна пояснити мобільністю катіонних дефектів при кімнатній температурі.

У роботі електронно-мікроскопічне вивчення структури опромінених нейтронами Y-Ba-Cu-О до флюєнсів ~2*10" см" 2 показало наявність комірчастої структури, що складається з мікрокристалітів або осередків розміром 50...500 8, оточених стінками сильно розпорядкованого або аморфного матеріалу. Стінки надають перевагу подовжуватися вздовж напрямку і включати а-Ь площині.

Дослідження полікристалів Y-Ba-Cu-O, опромінених іонами Хе енергією 3,5 ГеВ за допомогою електронної мікроскопії високої роздільної здатності, також дозволили зробити ряд важливих висновків. По-перше, виявлено локальні зміни кисневої стехіометрії, що супроводжуються ближнім упорядкуванням вакансій у Cu(I)-0 площинах. По-друге, відзначено наявність аморфізованих областей розміром 50 д, які локалізуються в площинах Cu(I)-0 і Ва-О.

У недавній роботі [5] досліджено структуру нейтронно-розупорядкованого Y-Ba-Cu-O методами електронної мікроскопії. Були виявлені дефектні області, які були присутні в опромінених і відсутні в неопромінених зразках і розташовані паралельно а-Ь площинта вирівняні вздовж напрямку.

Знайдені як вузькі області, ідентифіковані як тепловий клин, і широкі (клин зсувів). Ширина теплового клина вздовж осі оцінена 13,6 л, глибина

Кілька параметрів решітки а, а довжина становить порядку I мкм. Аналіз привів авторів до висновку, що в основі цих областей лежить видалення Сч(1)-З площин з локальної області і релаксація За-0 шарів, що залишилися з утворенням дефектної смуги. Розміри клину усунення, що формується, на думку авторів, через видалення іонів кисню та винесення їх у сусідні пегіони, визначено приблизно (довжина 1мкм, ширима та глибина ~ 100...300 л). Розміри теплового клина близько 10...20 л відповідають величині довжини когерентності і тому можуть бути ефективними центрами пінінгу.

Таким чином, можна дійти невтішного висновку, що у опромінених ВТСП утворюються дефектні скупчення (фази впровадження, дефекти упаковки, дислокації, каскади тощо.) розміром порчдка 10...50 8. Поки механізми створення і мікроструктура не ясна.

ПИТАННЯ АТОМНОЇ ПАВУКИ ТА ТЕХНІКИ.

З'являються свідчення локалізації дефектів у Си-0 шарах, що може корелювати з величиною порогової енергії усунення іонів [6]. Ряд авторів висловлюють припущення: основні дефектообразующим процесом, відповідальним за деградацію властивостей та орто-тетра-перехід, є розпорядження кисневої підсистеми. Це низькою величиною порогової енергії зміщення для іонів кисню. Але ситуація насправді не така проста. Наявність кисневих вакансій призводить до існування різних міграційних механізмів, що не змінюють загальну дефектність кисневої грати, що проявляється, зокрема, Е немонотонної залежності Т з флюенсом протонів [7]. Тому питання фізики радіаційного розпорядження ВТСП ще чекають на свою відповідь. Для прояснення механізмів формування каскадів зіткнення та інших кластерів дефектів, міграції дефектів корисним інструментом є комп'ютерне моделювання. Наведені нижче результати, отримані за допомогою методу молекулярної динаміки, показують, що при певних умовможлива зміна механізму дефектоутворення в кисневій підсистемі на процес радіаційно-стимульованої дифузії.

МЕТОДИКА Обчислювальний експеримент проводився на модельному кристаліті Y B a 2 Cu, 0, що має форму прямокутного паралелепіпеда і витягнутому вздовж напряму розповсюдження ланцюжка. В основі розрахунків був метод молекулярної динаміки.

Розрахунки виконувались за програмою РОТ, яка докладно описана нами в 18]. Зона спонтанної анігіляції пар Френкеля спеціально не визначалася. Стабільність пар Френкеля, що утворилися, перевірялася тривалою витримкою отриманої конфігурації до повної зупинки іонів кристалліту. Теплові коливання іонів кристаліту не враховувалися, оскільки передбачалося, що експлуатаційні температури ВТСП щодо невеликі. Потенціали міжіонної взаємодії взяті з роботи.

РЕЗУЛЬТАТИ Вивчалося поширення Сі-0 ланцюжків зіткнень уздовж осі г (напрямок). Деталі поширення таких ланцюжків (фокусування, іонні заміщення, швидке згасання, утворення дефектів, сильні коливання іонів кисню), а також порогові енергії усунення іонів кисню були описані в попередніх публікаціях.

Як було показано раніше, зміщення іонів кисню до кисневих вакансій вимагає значно менше енергії, ніж викид іонів міді зі своїх вузлів.

–  –  –

На рис.1 показаний процес викиду іону кисню у вакансію. Спочатку вибитим атомом (ПВА) служив іон міді Сі, його енергія становила 24 еВ, а кут вильоту - 5,7 ° до осі ланцюжка. Іон кисню 0 зміщується з положення на осі ланцюжка в кисневу вакансію 0(5). Причому його нове становище у цій вакансі досить стабільне. Цьому процесу можна приписати певну граничну енергію утворення стабільного зміщення, як мінімальної енергії, яку необхідно передати ПВА для відходу іона кисню зі свого становища в природні вакантні вузли, присутні у кристалічних ґратах. Позначимо її Е°.

Як і інших типів зсувів, слід очікувати, що величина порогової енергії зміщення кисню залежить від напряму вильоту ПВА. Кутова залежність Е5 у разі ПВА – іона Сіt показана на рис.2. Позитивний кут відповідає напрямку вильоту ПВА, при якому вектор початкової швидкості повернутий від осі ланцюжка за годинниковою стрілкою. Ця залежність досліджувалась для кутів 0,5... 10°. Кут вильоту, рівний 0, не розглядався, тому що при цьому вугіллі завдання виражається (з симетрії) в лінійну, і порогова енергія зміщення перетворюється на нескінченність. Також не досліджувалися кути більше 10 °, тому що через обмежені розміри кристаліту при великих кутах існує небезпека пропустити розвиток побічних ланцюжків зіткнень, які можуть істотно змінити величину порогової енергії зміщення. Як видно з рис.2, мінімальна величина граничної енергії досягається при вугіллі 8 і становить 21 еВ. При менших кутах величина Едвд плавно збільшується при зменшенні кута вильоту до величини, що дорівнює 28 еВ при = 0,5 °. При кутах більше 8 величина порогової енергії різко збільшується, досягаючи 35 В при 10 °.

ЕВ 40.00 35.00 30.00

–  –  –

Рис.4. Динаміка ланцюжка зіткнень в пло- Рис *5" Дчнемчка Ланцюжки зіткнень у плоскості (010) при впровадженні додат- кості (010) при впровадженні двох додаткового іону кисню без зміщення введених іонів кисню. Позначення і параметіона у вузол решітки. ри ПВА аналогічні рис 1. 0 3, 0* - доповн метри ПВА аналопії рис.

6". 03 - додатковий іон кисню Інтерес представляє поведінку такого ж ланцюжка при введенні в кристалліт додаткових іонів кисню, які містяться в позиції упорядкованих кисневих вакансій (рис. 3, 4, 6). Введенням додаткових іонів кисню закривається поступ іону Oj в те положення, в яке він потрапляв при проходженні аналогічного ланцюжка без впровадженого кисню.Поведінка іонів кисню ланцюжка змінюється. протилежного боку від іола Си2 і зайнятої впровадженим раніше іоном.У цьому сенсі поведінка іона Oi в ланцюжках на рис.1, ?

аналогічно. Іон 0, під час поширення ланцюжка зрушується в кисневий вузол, що звільнився. І після проходження ланцюжка отримуємо розташування іонів таке ж, як і до початку руху тільки з впровадженим іоном кисню, що знаходиться в положенні, симетричному щодо Сі-0 ланцюжка. А це означає, що хоч і відбувається переміщення іонів кисню, після проходження ланцюжка спостерігається картина, аналогічна початковій. З цього погляду утворення стабільного усунення іонів кисню не відбувається. Зазначений процес більш нагадує радіаційно-стимульовані дифузійні переміщення. Такі переміщення не для всіх кутів вильоту. На рис.4 показано ланцюжок зіткнень при куті вильоту ПВА 6°, при поширенні якого зміщення додаткового іона 03 не спостерігається. Як було знайдено, для кутів вильоту, менших за 3°, відбувається процес радіаційно-стимульованої дифузії. При кутах більше 3° відпечений викид іону кисню в 0(5) без змішування впровадженого іона кисню в вузол, що звільнився (рис.4). Кутова залежність величини енергії активації цього процесу (її правильніше назвати енергією активації міграції кисню Е^ на відміну від порогової енергії стабільного зміщення кисню Е$, про яку йшлося вище) показана на рис.6.

–  –  –

Тут же наведено залежність E j. Напрямок до впровадженого іона відповідає негативним кутам. Видно (див. рис.6), що з різних кутів вильоту співвідношення Е$ і Е^, по-різному. Для кутів -10...3° спостерігається лише процес міграції кисню. У цьому стабільних зміщень іонів кисню немає, і вважатимуться, що Е$ звертається до нескінченність. Для кутів 3...I00 спостерігається зворотне співвідношення: стабільне зміщення іонів кисню вимагає меншої величини EjjgA ніж процес міграції. У цьому Е, виявляється на 3...5 эВ більше, ніж Е$. Мінімальне значення Eg дорівнює 15 еВ при =4°, а мінімум Е° досягається при куті вильоту 10° і дорівнює 16 еВ.

У разі впровадження двох додаткових іонів (див. рис.5) відбувається циклічна перестановка чотирьох іонів кисню (0i, 0», 0е та 0»), внаслідок чого розташування іонів кристаліту не змінюється. У даному випадкузайняті всі кисневі вакансії навколо іонів ланцюжка, і іону 0, немає іншої можливості як тільки вибивання впроваджених іонів із зайнятого становища. Додатковий іон, у свою чергу, перескакує на позицію іона 0 а, який ви5иває другий додатковий іон на вузол, що звільнився 0!. Процес нагадує відомий кільцевий механізм дифузії.

Таким чином, на підставі комп'ютерного моделювання процесу ударного утворення зміщених іонів в опромінених монокристалах у 4 Сі»Про 7 можна укласти, що процес дефектоутворення може конкурувати з неутворюючою дефектів радіаційно-стимульованою дифузією. Тому заповнення кисневих вакансій може призводити до уповільнення процесу радіаційної деградації властивостей ВТСН, що опосередковано підтверджується фактами зменшення радіаційної стійкості з падінням вмісту кисню у зразках YBa, Cu, O, .

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

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

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

2. Ruault M., Bernas H., Gasgnier M. У положенні структурної еволюції ion-irradiated P.-Ba-Cu-O (R = Eu, Gd) superconductor // Phil. Mag. B. 1989. Vol.60.

3. Kirk M., Frischherz M., Liu J. та ін. Структура з neutron-irradiation damage в YBa 2 Cu,0,. x// Phil. Mag. Lett. 1990. Vol.62. N 1. P.41-49.

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

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

6. Kirsanov V.V., Musin N.N. Розміщення трехhold energy в високих температурах superconductors // Phys. Lett. A. 1991. Vol.153. P.493-498.

7. Ніконов А.А., Сотников Г.В., Токарєв А.С. Немонотонна залежність температури надпровідного переходу з'єднання YBa 2 Cu 3 0 від флюенсу при бомбардуванні протонами // СФХТ. 1989. Т.2. №1. C.7-II.

3. Кірсанов В.В., Мусін Н.М. Алгоритм розрахунку динаміки радіаційного пошкодження та властивостей точкових дефектів у високотемпературних надпровідниках:

Препрінт. Твер: ТвеПІ, 1990.

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

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

10. Кірсанов В.В., Мусін Н.М. Процес радіаційного дефектоутворення YBa 2 Cu 3 O,// Листи в 1ТФ. 1989. Т.15. №23. С.71-74.

11. Кірсанов V.V., Musin N.N. Динамічні портрети і точки фокусів формування в високих температурах суперconductors // Phys. Lett. A. 1990. Vol.l43A. N8.

12. Vichery H., Rullier-Albengue F., Pascard H. та ін. Ефекти низьких температур electron irradiation on single crystal and sintered YBa 2 Cu 3 0,-5 // Physica З 1989. Vol.159. P.697-706.

УДК 621.039.531:546.881

ВПЛИВ ПРОХОДУ ТА ДЕФОРМАЦІЇ НА ВЗАЄМОДІЯ ПРИМІСЕЙ ВПРОВАДЖЕННЯ

З ДЕФЕКТАМИ У ВАНАДІЇ

Взаємодія чужорідних атомів з дефектами кристалічних ґрат, що призводить до локальних сегрегацій та створення концентраційної неоднорідності домішок або легуючих елементів, значною мірою визначає структуру та фізико-механічні властивості реальних кристалів.

Ванадій є одним із перспективних матеріалів для атомних реакторів та реакторів термоядерного синтезу, умови роботи яких створюють реальну можливістьперебігу складних процесів виникнення та міграції дефектів решітки та домішок при одночасному впливі механічних та радіаційних полів.

У цій роботі розглянуто вплив опромінення, деформації та відпалу до 0,8 Т п л на взаємодію домішок впровадження – кисень, азот, вуглець із дефектами у ванадії методом низькочастотного внутрішнього тертя.

МАТЕРІАЛИ, УМОВИ ЕКСПЕРИМЕНТУ

Сумарна кількість домішок в обох матеріалах за даними електроопору становила приблизно I ат.%. Значення електроопору високочистого I ат.% домішок збільшує 298; до Матеріал 77 К електроопір на 5,16-10-0м-м.

Деформація зразків здійснювалася Високочистим 19, 62 2,28 крученням до 100% (5ж). ПродеформованийМонокристал 26, 18 7,84 ний зразок піддавався ізотермічному 8,П Полікристал 26, 35 відпалу при температурі кисневого піку до тих пір, поки висота піку не стала постійною. Рівноважний стан наставав за 100 хв і до 300 хв не змінювалося. Вихід піку як плато відповідає насичення стоків атомами кисню. Потім ці зразки відпалювалися ізохронно.

Опромінення проводилося в активній зоні реактора БР-10 до флюєнсу 1,14*10 нейтрон/м2 (Е0.1 МеВ) при температурі 460°С. Ізохронний відпал зразків виконувався через 100° в інтервалі температур 300...1400 С у вакуумі не гірше I 10" Торр.

Внутрішнє тертя вимірювалося методом крутильного маятника в амплітудно-незалежній області з частотами 4 і 14 с*1 для монокристалу і 5...6 і 22...23 с** для полікристалу для згинальних і крутильних коливань відповідно. Енергія активації релаксаційних процесів визначалася стандартним методом [2, с.49].

РЕЗУЛЬТАТИ ТА ЇХ ОБСУВАННЯ

Як видно з рис.1, експериментальні спектри досить складні, та їх доцільно поділити на складові. Приклад розкладання спектрів

–  –  –

Рис.5. Температурна залежність внутрішнього тертя:

I - неопроміненого; 2 – після опромінення; 3 - опроміненого та відпаленого при 700°С; 4 - опроміненого та відпаленого при 1200°С монокристалічного ванадія

–  –  –

Методами прецизійної рентгенівської дифрактометрії, що просвічує електронної мікроскопії та вимірювання електроопору in situ в імплантаторі вивчається формування шарів з підвищеною концентрацією радіаційних дефектів та їх винесення на глибини, що істотно перевищують проектний пробіг (Rn) в залежності від енергії, дози. .5-ГО* см"14) і feMnepaTy"pbi (IOO і 293 К) опромінення (Е = 1 ... 20. такб), іонами Н е.

При глибині субмікрометрової проникнення іонів Xf внаслідок ефекту далекодії структура і властивості твердих тіл можуть змінюватися на мікрометрових глибинах Xj. Механізм ефекту остаточно не з'ясований. При підвищених температурах він, ймовірно, пов'язаний з радіаційно-стимульованою дифузією імплантованої домішки, що випромінюються парами Френкеля, що хлопаються, або каскадами зміщень (""радіаційна тряска").

Для з'ясування природи та особливостей прояву ефекту дальнодії проведено комплексне дослідження впливу енергії, дози та температури опромінення на закономірності накопичення точкових дефектів та дислокаційних петель, а також перерозподіл дислокацій в епітаксійних плівках a-Ti різних товщин.

ЗРАЗКИ ТА МЕТОДИКА ЕКСПЕРИМЕНТУ

Щільність пучка іонів Не, що імплантуються у вакуумі ^10"* Па, не рвевыаала I мкА"см2, що практично виключало радіаційний нагрівання зразків. Структурні дослідження проводилися описаними раніше методами прецизійної рентгенівської дифрактометрії та електронної мікроскопії, що просвічує (тонкі плівки).

Крім того, накопичення точкових дефектів у плівках вивчалося in situ вимірюванням електроопору за стандартною чотириточковою схемою. Оцінюючи приросту ДР питомого електроопору р товстих плівок, викликаного накопиченням точкових дефектів поза шару Xf, враховувався неоднорідний розподіл радіаційних дефектів, гелію і кисню по товщині. Передбачалося, що плівка може бути представлена ​​у вигляді тришарової паралельної сполуки провідників з різними р.

Перший - поверхневий шар завтовшки Xj = Х100 нм містив радіаційні дефекти та гелій. Другий шар - шар "дальнодії" Х^товщиною Xi-Xd-H-Xi-X» про радіаційними дефектами, що дифундували з шару Xf. Третій шар розташовувався біля межі розділу плівка-підкладка і мав товщину Xj»I50 нм. Концентрація міжузельних атомів См д поза шаром Xf, за нашими уявленнями, що зумовила ефект дальнодії, оцінювалася зі зміни питомого опору йр 2 другого шару

–  –  –

де Лр п - викликаний опроміненням приріст питомого опору тонких плівок завтовшки H«Xi«Xf. Перша з рівностей справедлива, оскільки питомий опір товстих плівок слабко змінюється із товщиною. Друге справедливо, якщо вклади в питомий опір від радіаційних дефектів та гелію, з одного боку, та кисню – з іншого – адитивні. Третя рівність передбачає, що зміна питомого опору насичених киснем шарів під впливом опромінення незначно. Перераховані припущення дозволяють використовувати лише експериментальні дані та уникнути складних розрахунків, що вимагають обліку розподілу кисню та радіаційних дефектів за глибиною та їх взаємним впливом.

Поряд з in situ вимірюванням приросту питомого опору для зразків, опромінених при Ti=I00, реєструвалися спектри відпалу.

РЕЗУЛЬТАТИ ТА ЇХ ОБГОВОРЕННЯ

–  –  –

Рис.3. Величина приросту питомого електроопору АР Залежно від дози Д, товщини Н та енергії опромінення Е при Тг = 293 К: 3 - Н = 720 їм, Е = = 5 кеВ; 4 - Н = 60 нм, Е = 5 кеВ; 6 - Н= =380 нм, Е«2 кеВ -  -  -

При цьому передбачається, що приріст електроопору в тонких плівках при кімнатній температурі в основному обумовлений малорухомими гелій-вакансіонними комплексами, а при 100 К - малорухливими нерекомбіновані конфігураціями СМА та їх комплексами з домішками. Виявляється, що за Д = 1 * Ю " іон/смг С м й 5*10" 3, у той час як С М д П *3*10"*, тобто відповідно (4) переважна частина СМА осідає на дислокаціях. Осідаючи на дислокаціях, СМА викликають їх переповзання, що призводить до зміни густини дислокацій. починає зростати, очевидно, внаслідок збільшення розміру та концентрації петель застосування. Петлі застосування формуються у базисних, а й похилих площинах, у результаті період решітки а невідділеної від підкладки плівки зменшується (див. рис.1, крива 2). Закінчуючи обговорення результатів для тонких плівок, зіставляємо концентрацію СМА, що нерекомбінували з вакансіями (див. рис.4, великі трикутні значки) з розрахованою по теорії ЛИШ (42 СМА/іон) і TRN-стандарту (20 1 СМА/іон). Як випливає з такого зіставлення, зі зростанням дози опромінення 5"Ю * ... 1 * 10" см * відносна частка нерекомбінованих СМА знижується від 3 ... 6 до 1 ... 2%. Це, безперечно, пов'язано з посиленням рекомбінації СМА та малорухомих вакансій.

Для вивчення особливостей виносу дефектів за межі шару їх формування розглянемо тепер детальніше результати дослідження впливу опромінення на структуру товстих плівок з Н^ЗХ f. Дозові залежності відносної зміни періоду решітки С і ширини рентгенівських рефлексів мають вигляд кривих з насиченням, властивий тонким плівкам, лише для досить високих енергій опромінення Е^15 кеВ (рис.6, криві 4,5), коли H=3Xf. При зниженні енергії іонів до I...5 кэВ, отже, збільшенні відношення H/Xf 5 вид залежностей якісно змінюється. При невеликих дозах опромінення ^5*10" см"2 на кривих дС/С та дВ/В з'являються мінімуми. У міру зниження Е мінімуми виявляються дедалі чіткіше. Зменшення ширини рефлексів свідчить про зниження щільності дислокацій, викликане протіканням радіаційно-стимульованого отжига. У тонких плівках такий відпал виражений меншою мірою, мабуть, внаслідок блокуючого впливу гелію, що проникає на всю товщину.

Зменшення періоду решітки може бути викликане як радіаційно-стимульованим формуванням ДП віднімання, так і радіаційним відпалом дефектів конденсаційної природи, що збільшують період решітки. Крім того, під дією опромінення може відбуватися перерозподіл домішок, зокрема кисню. Оскільки розрахована зміна питомого електроопору в шарі Х р теж дещо зменшується (див. рис.4, крива 3), перевагу слід віддати процесам радіаційно-стимульованого відпалу точкових дефектів і перерозподілу кисню. Однак концентрація кисню не перевищує межі розчинності та її більш рівномірний розподілпо глибині може викликати лин зростання опору центральної частини зразка. Звідси випливає, що на початкових стадіях ніекоенергетичного опромінення протікають радіаційно-стимульовані процеси відпалу точкових дефектів конденсаційної природи. Перелічені процеси (при зменшенні періоду решітки) найімовірніше пов'язані з міграцією вакансій чи бівокансій углиб зразка. 2 Ефекти зниження періоду решітки та ширини рефлексів!

максимальні (йС/С=-2,4 10" 0% і 2дВ/В= -15%) при певній досить високій щільності дислокацій Р д М О см", невисокої концентрації кисню Кд^0,5 ат.% та енергії Е = 4 кеВ. Передбачається, що при цьому створюються оптимальні умови для поглинання СМА і створення некомпенсованого потоку вакансій вглиб зразка, що викликають ефекти радіаційного відпалу вихідних дислокацій і точкових дефектів. Причому СМА поглинаються як дислокаціями, а й поверхнею плівки. Останнє найімовірніше лише за порівняно невисокої енергії іонів, коли глибина проникнення мала.

Зі зростанням дози опромінення Д5*10" см" низькоенергетичними іонами (Е=1...

5 кэВ) товстих плівок (H/Xf5) величини ДВ/В і ДС/С зростають (див. рис.6, криві I, 2, 3), з той час як для великих енергій опромінення (H/Xf^3) відповідні залежності виходять насичення. Вочевидь, у разі завершується формування стабільної структури радіаційних дефектів, що супроводжується перетворенням петель запровадження дислокаційні сплетення.

Для більш детального розуміння процесів накопичення дефектів поза шаром їх формування слід зіставити особливості зміни питомого опору та концентрації дефектів для тонких та товстих (див. рис.4, великі та малі трикутні значки відповідно) плівок залежно від дози опромінення при 100 К. Видно, що для тонких плівок та шару Хг шляхом десятикратної зміни масштабів обидві залежності практично поєднуються.

Таким чином, закономірності накопичення дефектів у тонкому шарі проективних пробігів і поза ним однакові. Це підтверджує висловлені припущення про дифузійний характер винесення дефектів. Цікаво також порівняти інтегральні кількості дефектів, що виносяться і формуються С М * Х 2 і С М * Н, де Н товщина тонких плівок. Для товстішої (Н=720 нм, крива 5) і менш товстої (Н=600 нм, крива 2) - ці величини я 0,5 (З М * Н). Збіг величин С М * Х 2 для товстих плівок різної товщини узгоджується з уявленнями про дифузійний характер винесення міжузельних атомів. Соямерность величин С М Н і См*Хг означає, що кількість міжузельних атомів, що накопичилися, в шарі проективних пробігів і за його межами можна порівняти. На користь ідентичності дефектів, що зберігаються у шарі їх формування та накопичуються за його межами, говорить і подібність спектрів їхнього відпалу при відігріванні зразків (див. рис.5.). Перший низькотемпературний максимум цих спектрах пов'язані з відпалом межузельных атомів та його комплексів з домішками, а другий, очевидно, має вакансійну природу.

При вивченні спектрів відпалу залишається нез'ясованим, чому температура, яка відповідає відпалу міжузельних атомів 133.

163 К, істотно вище за температуру опромінення 100 К, що забезпечує міграцію міжузельних атомів. Вочевидь, що з опроміненні рухливість СМА вище, ніж при отжиге иэ-эа ефекту радіаційної тряски. Цікаво також, чому міжузельні атоми можуть мігрувати на глибину 1 мкм при досить високій щільності дислокацій Р„^1010 СМ" 2, що обмежують дифузійну довжину Lj величиною Ь1$(рд)"^"х" 100 нм. Очевидно, р фуу уj ду при низьких твох температурах через наявність енергійного бар'ю енергетичного бар'єру для поглинання розщепленої конфігурації СМА поглинання його дислокацією утруднено.

Описані вище експериментальні дані дозволяють вважати, що для мікрометрових глибин і невисоких температур опромінення Т293 ефект дальності обумовлений міграцією міжузельних атомів із зони проективних пробігів в об'єм зразків. Відносна концентрація неанігованих зміщених атомів не перевищує кількох відсотків і знижується з дозою опромінення через посилення рекомбінації СМА та вакансій у шарі проективних пробігів у міру накопичення останніх.

Підвищення температури опромінення різко змінює ситуацію. При цьому аж до доз опромінення 5*10" см"2 і при невисоких енергіях іонів можливе інтенсивне поглинання поверхнею СМА і створення надлишкового потоку вакансій, що викликає радіаційно-стимульований відпал глибинних шарів. Лише після доз 5" I0 15 см"2 можливе накопичення міжузельних дефектів обсягом зразків.

Наведені вище міркування узгоджуються з відомим фактом про неможливість досягнення позитивних ефектів у зміцненні поверхні за невисоких доз імплантації легких іонів, що проводиться при кімнатній температурі.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

1. Гусєва М.І. Іонна імплантація в напівпровідникові матеріали // Підсумки науки і техніки. Сер. Фізичні основи лазерної та пучкової технології.

Т.5. М.ГВІНІТІ, 1989. С.5-54.

2. Скупов В.Д., Тетельбаум Д.І., Шенгуров Г.В. Вплив протяжних дефектів у вихідних кристалах на ефект далекодії при іонній імплантації// Листи в 1ТФ. 1989. Т.15. Вип. 22. С.44-47.

3. Козьма А.А., Пінегін В.І., Плешівцев Н.В., Соболь 0.8. Прояв ефекту далекодії при опроміненні поверхні іонами гелію // Кристалографія.

1991. Т.36. IP3. С.785-788.

4. Макарець Н.В., Фалько Г.Л., Федорченко A.M. Розпорошення поверхні мішені та радіаційно-стимульована дифузія домішки // Поверхня. 1984. №5.

5. Крупкін П.Л. Механізм перенесення радіаційних дефектів у твердих тілах // Взаємодія атомних частинок із твердим тілом. М., 1987. Т.2. С.188-190.

6. Жуков В.П., Болдін А.А. Генерація пружних хвиль при еволюції піків усунення // Атомна енергія. 1987. Т.64. IP6. С.375-379.

7. Сьомін Ю.А., Скупов В.Д., Тетельбаум Д.І. Посилення генерованих іонним бомбардуванням пружних хвиль при поширенні в кристалі з кластерами дефектів // Листи в 1ТФ. 1988. Т.14. Вип. 3. С.273-276.

8. Інденб В.Л. Внутрішня напруга, що виникають при опроміненні // ВАНТ.

Сер.: ФРП та РМ. 1985. Вип. 2(35). С.3-8.

9. Зубарєв О.М., Козьма А.А., Малихін З В., Рощенко З Т. Особливості структури монокристалічних плівок a-Ti, конденсованих у надвисокому вакуумі // ПФХМ. 1991. I 5. С.124-132.

10. Шалаєв A.M. Властивості опромінених металів та сплавів. Київ: Наукова думка, 1985.

11. Буренков А.Ф., Комаров Ф.Ф., Кумахов М.А., Темкін М.М. Просторові розподіли енергії, виділеної у каскаді атомних зіткнень у твердих тілах. М.: Вища школа, 1985.

12. Іванов В.В., Чернов В.М. Вплив пружних полів дислокацій на рівноважні зміни своїх межузельных атомів у кубічних кристалах. 4.1.2 // Атомна енергія. 1986. Т.61. Вип. 6. C422-43I.

Стаття надійшла до редакції 11.03.1992.

УДК 539.2:539.12.U4

ОСЦИЛЯЦІЯ ШВИДКОСТІ ПОЛУЧНОСТІ В ХРИСТАЛІ

Йайдена область параметрів (швидкість генерації точкових дефектів, температура опромінення), при яких стаціонарна радіаційна повзучість не реалізується, а спостерігається осциляція швидкості повзучості. Встановлено умови, за яких амплітуда осциляції набуває максимального та мінімального значення. Явище обумовлено автоколиваннями щільності дефектів (вакансій та міжузельних атомів), що поглинаються дислокаціями та визначають швидкість повзучості.

ВСТУП Досліджуються осциляції швидкості радіаційної повзучості, викликані розвитком автоколивань температури і щільності радіаційних дефектів зразка, що опромінюється.

Диссипативні структури, що виникають в результаті самоорганізації, відомі у фізиці, хімії, біології. Дисипативні структури утворюються у відкритих істотно нерівноважних системах, до яких відносяться кристали, що піддаються впливу проникаючої радіації. Опромінення підтримує нерівноважний стан кристала, викликаючи замість тих, що відрелаксували все нові і нові збудження, у тому числі створюючи рухливі точкові дефекти: міжвузелові атоми та вакансії.

У умовах можливе встановлення автоколивань температури і щільності радіаційних дефектів кристала, механізм виникнення яких, вивчений в 14].

наступний: у результаті створення радіаційних дефектів енергія кристала підвищується (на величину запасеної енергії до 600 кал/г). При відпалі дефектів запасена ними енергія перетворюється на тепло. Швидкість відпалу є нелінійною (експоненційною) функцією температури. Тому мала позитивна флуктуація температури кристала, що опромінюється, приведе до збільшення інтенсивності відпалу дефектів, посилення тепловиділення і, отже, до подальшого наростання температури. У певних умовах ця нелінійна позитивна Зворотній зв'язоквикликає автоколивання, оскільки зростання температури обмежене зменшенням щільності дефектів, і процеси накопичення дефектів та їх мимовільного відпалу чергуватимуться.

Радіаційна компонента повзучості визначається потоками точкових дефектів до дислокацій, отже автоколивання щільності радіаційних дефектів повинні призводити до осциляції швидкості повзучості. Залежно від зсуву фаз між коливаннями щільності вакансій і міжузельних ато.юв амплітуда осциляції швидкості повзучості поблизу кривої біфуркації буде змінюватися від мінімального до максимального значення.

Метою цієї роботи є знаходження умов, за яких реалізуються автоколивання швидкості радіаційної повзучості, та з'ясування співвідношення їх мінімальної та максимальної амплітуд.

ФІЗИЧНА МОДЕЛЬ

Оскільки в процесі ковзання дислокації можуть проходити в кристалі значні відстані, необхідно врахувати поглинання точкових дефектів дислокаціями, що рухаються. На можливість такого ефекту зазначено у роботі [6], де спостерігалося зниження концентрації радіаційних дефектів в опроміненому швидкими нейтронами алюмінію після пластичної деформації. У роботі розглянуто можливість зниження радіаційного розпухання шляхом збудження високочастотних коливань дислокаційних сегментів. Ефект пояснювався "замітанням" вакансій дислокаціями, що вагаються.

Швидкість поглинання вакансій і межуэлий дислокаціями, що рухаються, визначається виразами а у вС у і а^6С^, де

–  –  –

ПИТАННЯ АТОМНОЇ НАУКИ ТА ТЕХНІКИ.

взаємодія дефекту типу o(a=i,v) із дислокацією; De і Са - відповідні коефіцієнти дифузії та стаціонарні концентрації радіаційних точкових дефектів;

а а - параметр ефективності захоплення точкового дефекту дислокацією, що рухається.

Модуль у виразі (I) поставлений з тих.: міркувань, що дислокації однаково, яким чином долати перешкоду - нарощуванням або розчиненням екстраплощини.

МАТЕМАТИЧНА МОДЕЛЬ

–  –  –

З 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 av 6C v - 2h/l(T - T ^ ; (4) = v/C^a. k Z Z k а до Т 0 ы k Тут \ = DI % i P | щільності стоків для точкових дефектів;

рекомбінації дефектів; 8^, 9 V, 8 i v - енергії, що виділяються в одиниці обсягу, при відході дефектів на стоки та при рекомбінації; P - щільність дислокацій з вектором "J Бюргерса, паралельним прикладеному навантаженню".

Завдяки опроміненню існує постійний приплив енергії кристал. Частина цієї енергії запасається в дефектах, що утворюються, частина йде на нагрівання зразка (перший член у правій частині (4)), а частина передається термостату тепловідведенням (останній член у правій частині (4)). Параметр описує розподіл енергії опромінення і показує, у скільки разів більше енергії йде на безпосереднє нагрівання зразка, ніж на утворення в ньому дефектів, - теплоємність одиниці об'єму пластинки.

Останні члени у правій частині (2) і (3) описують процес захоплення дефектів дислокаціями, що рухаються.

Система рівнянь (2)-(4) – нелінійна. До автоколивань призводить експоненційна залежність Di(T), D V(T).

ШВИДКІСТЬ СТАЦІОНАРНОЇ РАДІАЦІЙНОЇ ПОЛУЧНОСТІ

–  –  –

Рис. Залежність концентрації точкових дефектів та швидкості стаціонарної радіаційної повзучості від швидкості генерації точкових дефектів Т о Т i). Залежність концентрацій точкових дефектів і швидкості радіаційної повзучості від показана на р і с. 1. Дослідження цих рішень на стійкість показують, що при кк - v^ (1 + (і en &.in en.in en стійка перша гілка стаціонарного рішення: С^, c v, T,&, а друга нестійка. Якщо кк * , то навпаки, стійка друга, а нестійка перша гілка.

При к=к* перше і друге стаціонарні рішення збігаються.

Для визначення області значень параметрів, при яких розвиваються автоколивання, знайдемо стаціонарне рішення системи (2) та (4) та досліджуємо його на стійкість.

АВТОКОЛИВАННЯ. АНАЛІЗ РЕЗУЛЬТАТІВ

Оскільки значення v визначається прикладеною напругою і мікроструктурою матеріалу, величина його варіювалася в широких межах.

На рис.2 наведено характерний виглядобласті нестійкості швидкості стаціонарної радіаційної повзучості Поза цією галуззю радіаційна повзучість має стаціонарне значення, а при переході через кордон області (біфуркаційна крива) спостерігаються осциляції швидкості повзучості. Оскільки зсув фаз між коливаннями щільності межуэельных атомів і вакансій залежить від температури термостата і швидкості генерації точкових дефектів, амплітуда осциляції швидкості повзучості змінюватиметься залежно від того, в якій області параметрів біфуркаційна крива перетинається. Відношення її максимального значення до мінімального Ai/AaMO*. Частоти автоколивань змінюються при цьому інтервалі.

0,0001 с"1. Амплітуда та частота автоколивань збільшуються зі зростанням швидкості генерації дефектів при русі вздовж біфуркаційної кривої.

Однак, як показують результати , облік утворення комплексів примістоточковий дефект призводить до збільшення періоду автоколивань щільності дефектів і температури кристалу, що опромінюється до Ю " с. Тому в реальних, домішкових кристалах період осциляції швидкості радіаційної повзучості також повинен зрости.

Розглянемо вплив на розвиток автоколивань члена, що описує поглинання точкових дефектів дислокаціями, що рухаються. Аналіз результатів показує, незважаючи на те, що за своїм значенням величина цього доданка в рівняннях (2)-(4) мала порівняно, наприклад, з рекомбінацією, його вплив на стійкість стаціонарного рішення суттєво. Наприклад, при v = 0, тобто. відсутність ефекту "замітання" автоколивання швидкості повзучості в залозі не спостерігаються.

А за v^IO2 вони можуть розвиватися.

–  –  –

Оскільки осциляції швидкості радіаційної повзучості спостерігаються в області параметрів, де основним процесом відпалу точкових дефектів є рекомбінація, вплив зміни щільності дислокацій на область існування автоколивань швидкості радіаційної повзучості та їх частоту є несуттєвим.

На рис.4 показана залежність області нестійкості від величини параметра, що характеризує частку енергії опромінення, що йде на утворення точкових дефектів і на нагрівання кристала. Видно, що чим частка енергії, що витрачається на утворення точкових дефектів, тим величина області більша.

1. Автоколивання щільності дефектів у кристалі під опроміненням призводять до осциляцій швидкості радіаційної повзучості. Залежно від зсуву фаз між коливаннями вакансій та міжузельних атомів амплітуда осциляції поблизу біфуркаційної кривої може змінюватися в 10 разів.

2. Облік ефекту поглинання точкових дефектів дислокаціями, що рухаються, наводить:

а) до зміни сфери існування автоколивань;

б) до появи особливості кривої залежності швидкості стаціонарної радіаційної повзучості від швидкості генерації точкових дефектів.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

1. Ніколіс Р., Пригожий І. Самоорганізація у нерівноважних системах. М.: Світ, 1979.

2. Полак Л. З, Михайлов А.С. Самоорганізація у нерівноважних фізико-хімічних системах. М.: Наука, 1983.

3. Сугаков В.І. 0 надрешітках щільності дефектів в опромінюваних кристалах.

Препринт ІТФ 84-70р. Київ: ІТФ АН УРСР, 1984.

4. Селіщев П.А., Сугаков В.І. Автоколивання температури та щільності дефектів у тонких пластинках під опроміненням // ФТТ. 1988. Т.30. №9. C.26II-26I5.

5. Келлі Б. Радіаційне ушкодження твердих тіл. Н.: Атоміздат, 1970.

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

7. Green W.V., Veertman J. Dislocation vibration як можливий curation для високої temperature voids формування в металах під fast neutron irradiation // Nature. 1973. Vol.243. P.159-160.

8. Ібрагімов UI.JD., Кірсанов В.В., П'ятилет Ю.С. Радіаційні ушкодження металів і сплавів // М.: Вища школа, 1985.

9. Карасьов B.C.,Вплив співвідношення інтенсивностей різних джерелточкових дефектів у металах і сплавах на швидкість повзучості, що встановилася, при нейтронному опроміненні. Радіаційні ефекти у металах та сплавах: Препринт КИЯИ 76-26. Київ:ІЯІ, 1976.

10. Зеленський В.Ф., Неклюдов І.М., Черняєва Т.П. Радіаційні дефекти та розпухання металів. Київ: Наукова думка, 1988.

11. Орлов А.М., Трушін Ю.В. Енергії точкових дефектів у металах // М.: Атоміздат, 1983.

12. Селіщев П.А., Сугаков В.І. Автоколивання температури та щільності дефектів у домішкових кристалах під опроміненням // Металофізика. 1990. Т.12. IP3. З Ю.

Стаття надійшла до редакції 29.05.1992.

Розділ другий

ВПЛИВ ПРОХОДУ НА СТРУКТУРУ І ВЛАСТИВОСТІ МАТЕРІАЛІВ

ЗМІНА МІКРОСТРУКТУРИ ПЛІВ N1 ПРИ опроміненні іонами Н Е

ей го мікроструктура плівок Nx слабо залежить від енергії іонів бомбардують не +,) істотно залежить від дози опромінення.

ВВЕДЕНИЕ У роботах було показано, що всупереч уявленням, що встановилися, іонна бомбардування плівок нікелю не викликає зміни його кристалографічної структури, тобто. іонно-індукований фазовий перехід першого роду (ГЦК-ГПУ) відсутня. У той же час зазначалося, що іонне бомбардування істотно впливає на мікроструктуру досліджуваних зразків, зокрема, призводить до зміни розмірів зерна, виникнення газової пористості тощо.

У літературі є досить багато даних про вплив іонного бомбардування на мікроструктуру тонких металевих плівок (див., наприклад, [5,6]), у тому числі нікелевих. Однак дані різних авторів погано узгоджуються або суперечать один одному навіть з питання про те, зростає або зменшується розмір зерна в результаті опромінення. Причинами таких розбіжностей може бути забруднення плівок домішками, труднощі контролю температури плівок під час опромінення тощо.

У цій роботі наведено результати дослідження зміни мікроструктури Ni плівок високої чистоти при опроміненні різними дозами іонів Н е + у добре контрольованих експериментальних умовах.

ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНА ЧАСТИНА

Напилені плівки відокремлювалися від підкладки і поміщалися в нікелеві обойми 0 3 мм, що мають по центру отвір 0 0,7 мм для іонного пучка, що бомбардує плівку, а також отвір 0 0,4 мм, зміщений від осі і затінене під час опромінення , Що служить контролю вихідної структури і морфології плівки [I].

Було приготовлено дві партії полі- та монокристалічних плівок (по 50...

60 зразків у кожній). Вихідні полікристалічні плівки мали ізотропний розподіл орієнтації зерен за середнього розміру зерна 30...40 нм. Монокристалічні плівки являли собою монокристали з виходом на поверхню грані (100).

Контроль структури та морфології плівок перед опроміненням проводили вибірково. З партії плівок випадково вибирали 10-12 плівок, які переглядалися в електронному мікроскопі. Плівки, які використовували для опромінення іонним пучком, попереднього огляду не піддавалися для запобігання їх забруднення вуглеводнями в електронному мікроскопі. Після опромінення вихідна структура плівок, як згадувалося вище, контролювалася по ділянці плівки, що не зазнавав опромінення.

Опромінення плівок проводили добре сепарованим пучком іонів Н е + на експериментальній установці "Скіф", детально описаної в [8]. Плонім опромінювали в умовах безмасляного вакууму ^ 2 - Ю " 6 Па при температурі не вище 320 К. Конструкція мішеного пристрою, детально описаного в , дозволяла здійснювати як безперервний контроль температури зразка, так і вимірювання струму пучка іонів з придушенням електронної емісії, а також забезпечувати однорідність опромінення поверхні та коректне визначення дози опромінення.

Полікристалічні плівки Ni опромінювали іонами Н е + з енергією 20 і 100 кеВ до доз 5*10" і I-I0" іон/см 2 при кожному з вказаних значеньенергії. Іонами з енергією 20 кеВ опромінювали одиночні плівки, а у разі енергії іонів 100 кеВ сендвічі по 6 плівок у кожному (див. [I]). Сумарна товщина нікелевих плівок у такому сендвічі відповідає максимальному проективному пробігу іонів Н е + з енергією 100 кеВ у Ni.

ПИТАННЯ АТОМНОЇ НАУКИ ТА ТЕХНІКИ.

Електронно-мікроскопічні та електронографічні дослідження плівок були виконані на електронному мікроскопі ЕОМ-ЮОЛ з робочою напругою 100 Ст.

РЕЗУЛЬТАТИ І ОБГОВОРЕННЯ

З малюнка видно, що опромінення призводить до дроблення зерна, причому із збільшенням дози це подрібнення посилюється. Відповідно посилюється розмиття ліній електронограм від опромінених плювок.

Рис.1. Електроіограма, світлопольне та темнопольне електронно-мікроскопічне зображення вихідної полікристалічної плівки нікелю (а) та г апенок, опромінених іонами Не + з енергією 20 кеВ до доз 5*10” (б) та 1*10” іон/см (в) На рис .2 наведено гістограми розподілу зерен (кристалітів) за розміром у вищезгаданих плівках. У вихідній плівці є широкий пік у розподілі з максимумом поблизу розмірів зерна 30...40 нм. Цей розподіл має сильно затягнутий хвіст в область великих розмірів (є зерна розміром до 600 нм). В результаті опромінення плівок до дози 5 10" іон/см7- максимальний розмір зерен знижується від 600 до 200 нм. а максимум розподілу зміщується в область розмірів кристаллітів 15...20 нм. смг призводить до подальшого дроблення кристалітів, в результаті якого їх середній розмірзменшується до 10...15 нм, а максимальний розмір не перевищує 30 нм.

X Рис.5. Мікрофотографія блістера (а) на поверхні полікристалічної плівки Ni після опромінення іонами Не + - 20 кеВ до дози 1-10"іон/см2 і електронограма (б) від даху блістера Рис.6. у пакетах по звістку плівок + 2 іонами Не з енергією 100 кеВ: доза опромінення 5*10" іон/см (а), М О " іон/см* (б) При дозі опромінення 1*10" іон/см 2 у полікристалічних плівках Ni спостерігається висока концентрація гелієвих пор із середнім діаметром 25 нм (рис.3).

Наявність цих пір та інших радіаційних дефектів створює у ґратах матриці напруги, що перевищують межу міцності нікелю, релаксація яких призводить до появи в плівці наскрізних тріщин (рис.4). Крім того, на окремих ділянках плівки спостерігається радіаційний гелієвий блістеринг. Мікрофотографія одного з блістерів представлена ​​на рис.5 а. Мікродифракційна картина, отримана від кришки блістера (див. рис.5,б), свідчить про те, що в даному випадку кришка залишається полікристалічною, на відміну від блістерів на полікристалі алюмінію, де кришки набували монокристалічну структуру.

Опромінення пакетів полікристалічних плівок Ni (сендвічів з 6 плівок) іонами Не + з енергією 100 кеВ призводить до змін якісно подібних до тих, які спостерігалися при опроміненні іонами Не + - 20 кеВ.

Гістограми розподілу кристаллітів за розмірами в плівках нікелю, розташованих на різних глибинах в пакеті, опроміненому іонами Не + - 100 кеВ до дози 5*10" іон/см, представлені на рис.6, а. На рис.6,б наведені аналогічні гістограми для дози опромінення I 10" іон/див. З малюнків видно, що як і у разі опромінення іонами Н е + - 20 кеВ, опромінення іонами Н е + - 100 кеВ призводить до зменшення розмірів зерна, яке посилюється зі зростанням дози опромінення.

Найбільш виразно цей ефект проявляється на глибинах + відповідних середньому проективному пробігу іонів (Rp = 0,3 мкм для іонів Н е - 100 кеВ в Ni [9]), тобто. в області 3-й і 4-й плівок пакета, якщо рахувати від поверхні, що опромінюється.

Поблизу цієї глибини знаходиться максимум розподілу радіаційних ушкоджень та максимум профілю залягання імплантованого гелію. Враховуючи майже симетричний характер цих профілів, можна було б очікувати приблизно однакового ступеня пошкодження 3-ї та 4-ї плівок в опромінених пакетах. Тим не менш, з рис.6 видно, що сильніше ушкоджується (має дрібніше зерно) третя плівка пакета. Це пояснюється, по-перше, тим, що максимум розподілу профілю радіаційних пошкоджень дещо зрушений у бік менших глибин від значення R p, по-друге, на глибинах великих к р знижується інтенсивність потоку іонів, що впроваджуються в ґрати. Видно також (див. рис.6), що при дозі I» 10" іон/см 2 у третій плівці розподіл кристаллітів за розмірами практично та: той самий, як у разі опромінення полікристалічних плівок іонами Н е + п енергією 20 кеВ до тієї ж дози опромінення.

Крім дроблення кристаллітів бомбардування іонами Н е +, створюючи структурні радіаційні дефекти в ґратах нікелю і призводячи до накопичення гелій-вакансіонних кластерів і гелієвих пор, викликає зміну параметра решітки нікелю.

Ця зміна реєструється при порівнянні електронограм опромінених плівок з електронограмою еталона, як використовувався ТаС1 . Найбільша зміна параметра решітки у 2 пакеті плівок, опроміненому іонами Н е + з енергією 100 кеВ до дози I 10х* іон/см, спостерігається на глибинах 0,2...0,4 мкм (3 та 4 плівки пакета). Тут параметр грат зменшується від 0,3524 до 0,3522 нм. Цей результат добре узгоджується з даними робіт.

Монокристалічні плівки Опромінення монокристалічних плівок нікелю іонами гелію призводить до таких же за характером змін мікроструктури зразків, як і у випадку полікристалічних плівок.

Рис.7. Електронограма (а) і мікрофотографія (б) вихідної монокристалічної плівки (100) Ni На рис.7 показана електронограма і мікрофотографія вихідної монокристалічної плівки (100) Ni. структуру, щільність дислокацій становить 10 J... 10* см” 2.

Після опромінення іонами Не (Е=20 кеВ) до дози 5 # 10" іон/см2 у плівці (100) Ni виникає гелієва пористість високої щільності (рис.8). При цьому електронограма від плівки мало відрізняється від вихідної, що свідчить про збереження монокристалличности зразка На рис.9 наведена гістограма розподілу за розмірами газових пор, що виникають в результаті іонної імплантації гелію.

При опроміненні плівок (100) Ni до дози I I0" іон/см2 мікроструктура зразка зазнає сильніших змін, ніж у попередньому випадку. Електронограма при цій дозі (рис.10,а) свідчить про те, що монокристал розбивається на блоки. Ступінь їх розорієнтації щодо вихідного напрямку 100, що визначається за радіальним кутом розмиття рефлексів, становить ±3...5°.

Мікрофотографія плівки на просвіт (див. рис.10,6) показує, що крім гелієвих пір в обсязі плівки при дозі I 10 іон/см2 на її поверхні виникають блістери, це добре узгоджується з даними робіт С13-15]. Гістограми розподілу за розмірами гелієвих пор і блістерів, що виникають у плівці (100) Ni в іон/сма, ​​в результаті опромінення до дози I - 1 0" показано на рис.II.

–  –  –

Рис.10. Електронограма (а) та мікрофотографія (б) монокристалічної плівки (100)Ni, опроміненої іонами Не+ - 20 кеВ до дози 1"101"іон/смг нки Рис.II. Гістограма розподілу за розмірами (діаметрами) гелієвих пор і блістерів у плівці (IOO)Ni, опроміненої іонами Не+ - 100 кэВ до дози 1 J 0 " іон/см2 Гелієві пори в Ni утворюють чітко виражену надрешітку. Про це свідчать рефлекси в електроно осі електронного променя (див. рис.10 а).

Зазначимо, що в даному випадку надграти гелієвих пір спостерігається при дозах поблизу критичної дози блістероутворення.

1. Опромінення плівок Ni іонами Не + при температурах, близьких до кімнатної, призводить до зменшення розмірів зерна (кристалітів) у разі полікристалічних плівок і дроблення на блоки монокристалічних плівок. Причому ступінь розорієнтації блоків при дозі 1"10" іон/см2 досягає ±3...5°.

2. Дроблення вихідних елементів структури в результаті опромінення слабо залежить від енергії іонів бомбардують Не * в межах енергії 20 ... 100 кеВ, але істотно залежить від дози опромінення.

3. Опромінення іонами Не + призводить до зміни параметра решітки Ni. Цей ефект дуже слабкий та залежить від дози опромінення.

4. Імплантація іонів Не+ у Ni призводить до виникнення гелієвої пористості в обсязі матриці, а при дозі I-10lS іон/см2 – до виникнення блістерів на поверхні плівок. Останній ефект виразніше виражений для монокристалічних плівок.

5. При дозах опромінення ~1«10 іон/смг у монокристалічних плівках гелієві пори утворюють у матриці надрешітку пор.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

1983. Вип.2 (25). C.I0I-I04.

2. Зеленський В.Ф., Неклідов І.М., Мартинов І.С. та ін. // Rad. Eff. and Defects Solids. 1990. Vol.115. P.31-43.

3. Белій І.М., Комаров Ф.Ф., Тішков В.С., Яновскій В.М. // Phys. Stat. Sol. (a).

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

4. Буков В.Н., Троян В.А., Здоровцева Г.Г., Хаймавич В.С. // Phys. Stat. Sol.

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

5. Гусєв В.А., Мартинов І. С, Серюгін А.Л. // Вант. Сер.: ФРП та РМ. 1976. Вип.КЗ).

З 29-32 р р

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

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

8. Ружицький В.В., Грибанов Ю.А., Рибалко В.Ф. та ін // ВАНТ. Сер.: ФРП та РМ. 1989.

Вип.4 (51). С.84-89.

9. Буренков А.Ф., Комаров Ф.Ф., Кумахов М.А., Темкін М.М. Таблиці параметрів просторового розподілу іонно-імплантованих домішок. Мінськ: Іед-во БДУ, 1980.

10. Зеленський В.Ф., Неклюдов І.М., Рибалко В.Ф. та ін // Атомна енергія. 1981.

Т.50. Вип.5. С.215.

11. Ванштейн Б.К. Структурна електрографія. М.: Вид-во АН СРСР, 1956.

12. Хмелевська В.С., Биков В.М., Здоровцева Г.Г. та ін // ВАНТ. Сер.: ФРП та РМ.

1983. Вип.5 (28). С.22-26.

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

14. Дубінко В.І., Слєєов В.В., Тур А.В., Яновський В.В. // Вант. Сер.: ФРП та РМ.

1985. Вип.1 (34). С.14-19.

15. Калін Б.А., Коршунов С.М., Чернов І.І. // Вант. Сер.: ФРП та РМ. 1987. Вип.4 (42).

Стаття надійшла до редакції J 1.03.1992.

УДК ::21.315:537+539.04:535

ЗМІНА ОПТИЧНИХ ВЛАСТИВОСТЬ МОНОКРИСТАЛІВ АРСЕНІДУ ГАЛІЯ

ПІД ВПЛИВОМ опромінювання

I"lO ел./м*, при /емпературі % 100°СТ та іонами гелію (Е=40 кеВ, Д=2 10"...

2 10 іон/м при кімнатній температурі). Встановлено залежність інтенсивності процесів радіаційно-стимульованого розупорядкування структури опромінених зразків від ступеня попередньої обробки та дози опромінення. У процесі термодесорбції опромінених монокристалів GaAs проявляються послідовні стадії перетворення речовини з деградацією решітки та новоутворенням гетеровалентних аніонних груп As x 0y.

Досліджено особливості зміни ІЧ-спектрів поглинання монокристалів GaAs (n-типу) під дією опромінення електронами (Е=6 МеВ, Д=5 10"...I- IO 20 ел./м2, + 2 при температурі ч-Ю0°С ) та іонами Н е (Е=40 кеВ, Д=2«Ю»...2* 10™ іон/м, при кімнатній температурі).

ІЧ-спектри поглинання вихідних монокристалів характеризуються двома основними смугами в області 460...470 і 530 см1, пов'язаними з гратовими коливаннями зв'язку Ga-As.

В результаті опромінення електронами в ІЧ-спектрі відбуваються зміни, пов'язані зі зменшенням інтенсивності та зсувом головних максимумів в область НЧ (на 10...15 см"Л із загальним зниженням пропускання (до 32 проти 60% у вихідному зразку) і згладжуванням кривих в внаслідок розпорядження кристалічних ґрат у результаті радіаційно-стимульованого дефектоутворення (головним чином у галієвій підрешітці [I]).

Під дією іонного опромінення (рис.1, крива 2) в ІЧ-спектрі GaAs відбувається зменшення основних максимумів, розширення ряду дрібних піків: 505, 468 і 455 см"1, що викликано радіаційним раеупорядкування структури. Аналіз рівня пропускання Т(%) в області 1900...4000 см"1 опромінених зразків показує складну залежність цього оптичного параметра від виду та інтенсивності попередньої обробки та дози опромінення.

Досліджено термодесорбцію гаеів з опромінених гелієм зразків GaAs. Результати термодесорбції гелію наведено на рис.2. Видно, що виділення гелію починає бути помітним лише при Т»300°С, за більш низьких температур гелій не виділявся із зразка при даній швидкості підйому температури, що дорівнює 40°/хв. Крива термодесорбції гелію досягає максимуму при Т=500°З, при Т900°З виділення гелію не спостерігалося в межах чутливості детектора мас-спектрометра. Визначено кількість гелію, що виділився, воно дорівнює 3 - Ю а част./см3, що відповідає 0,15 частинкам на одну молекулу GaAs.

Кінетика термодесорбції гелію при температурах відпалу 300, 400 та 500°С наведена на рис.3. З малюнка видно, що тривалий процес виділення гелію спостерігався при Т=300°С.

У процесі відпалу знімався мас-спектр термодесорбції газів. Кінетика термодесорбції газів (N2, Ol6, NI4, H.) при температурах відпалу 400 і 600°С наведена на рис.4. Слід зазначити, що в процесі випалу зразка при всіх температурах не помічено будь-яких змін пі ^ 0t і N 2 в порівнянні з їх фоновим значенням.

У той час як для атомарних піків N 14 і 0 спостерігалося їх збільшення в 2-3 рази при всіх температурах відпалу (300, 400, 500°С). У процесі відпалу зразка при Т = = 600°С починає бути помітною термодесорбція іонів As, яка росте з часом відпалу. За більш низьких температур термодесорбція іонів As не спостерігалася.

Дослідження термодесорбції опромінених гелієм монокристалів GaAs дозволило встановити три послідовно протікаючі стадії процесу відпалу, що виразно виявляються в ІЧ-спектрах (див. рис.1, криві 3-5). Початкова стадія (300°С) призводить до розщеплення основних максимумів поглинання області коливання зв'язку Ga-As при незначному зміні інтенсивності окремих піків. Поява піків середньої інтенсивності в області: 750, 650 і 615 см викликана новоутворенням гетеровалентних анісшних комплексів Asx0y. Друга стадія (400°С) супроводжується подальшою перебудовою структури та розривом зв'язків у ґратах. Відбувається суттєва зміна ІЧ-спектру. На основній смузі поглинання зникають 1 піки: 530, 500, 468 і 455 см", а головний максимум зсувається в ВЧ-область (на 5 см") до 540 см"1. Максимуми, пов'язані з аніонними групами на основі "As", збільшують свою інтенсивність.

Третя стадія відпалу (500 ° С) призводить до повної деградації вихідної структури речовини. В ІЧ-спектрі з'являється широка дифузна смуга середньої інтенсивності зі згладженим максимумом 545 см"1 і поруч дискретних піків в області 820...750 см"1, пов'язаних з аніонними групами As Про.

ху пощад АТОМНОЇ НАУКИ та ТЕХНІКИ.

Серія:ФІЗИКА РАДІАЦІЙНИХ ШМ'ЯЩЕНЬ І РАДІАЦІЙНЕ МАТЕРІАЛОВЕДЕННЯ. 1 Ш 2. Вип. 1 (58), 2 (59). 1-137.

800 700 600 500 400 v, см" РисД. ІЧ-спектри поглинання монокристалів GaAs: I м - вихідний зразок; 2 - після опромінення іонами Не + (Д = 2 * 10 іон / м г);

3 - той же зразок після відпалу при 300°З; 4 - після відпалу при 400°З; 5 - після відпалу при 500°С

О, отн.

(8 Рис.3. Кінетика термодесорбції гелію з GaAs, опроміненого іонами гелію до дози 2» 10" іон/м2 у процесі відпалу зразка при різних температурах: про - Т ОТЯ =300°С; х - Т ВІДЖ =400°С; д - Т О Т Ж = 500 ° С

–  –  –

Отримані результати добре корелюють з даними рентгеноструктурного аналізу і дозволяють вважати метод ІЧ-спектроскопії надійним критерієм структурного ступеня і фазових перетворень GaAs за різних видів радіаційного впливу.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

1. Спіцин В.І., Рябов А.І., Стільєх Н.С. та ін Вплив радіації на оптичні властивості високоомних монокристалів Ge, GaAs та InSe // Изв. АН СРСР. Сер.: Неорг.

мат. 1977. Т.13. IP2. С.27-29.

2. Смирнова Р.І., Клімін А.І. 0 хімічних процесах, що відбуваються при термічній очистці поверхні арсеніду галію у вакуумі // Поверхня. 1984. IP9. С.64-68.

3. Кузнєцов Г.М., Барсуков А.Д., Кандиба Г.І. та ін Зміна параметрів та електрофізичних властивостей арсеніду галію після термічної обробки // Вісті вузів.

Сер.: Фізика. 1969. IP5. Вип. 2. С.124-128.

Стаття надійшла до редакції 11,03.1992.

РАДІАЦІЙНО-АКУСТИЧНИЙ ЕФЕКТ В ІЕТАЛОГІДРИДАХ

–  –  –

Досліджується радіаційно-акустичний ефект у гідриді титану при опроміненні імпульсними потоками електронів. Показано, що крім термопружності внесок у ультразвуковий тиск, що реєструється, вносить ефект пружної релаксації решітки металогідриду при радіаційно-стимульованій десорбції водню.

Імпульсне опромінення металевих мішеней пучками іонізуючого випромінювання призводить до збудження акустичних коливань, амплітуда яких визначається величиною параметра Грюнайзена Г мішені і щільністю диссипованих в ній втрат енергії пучка ец [I]:

°т ж Г е і - (1) Це рівняння справедливе, коли акустичний тиск, що збуджується, визначається в основному термопружним механізмом . За певних умов виникає тиск може значною мірою мати не теплову природу і залежати від фазового стану мішені та її внутрішньої дефектної структури [4], причому істотну рольпри цьому відіграють внутрішні механічні напруження та деформації.

Згідно з цими уявленнями імпульсне опромінення металогідридів також повинно призводити до збудження акустичних коливань мішені теплової природи. Річ у тім, що атом водню, потрапляючи у ґрати металу, призводить до її деформації, яка, наприклад, для перехідних металів характеризується зміною решіткового обсягу величину порядку ЗЯ 3 [б]. Враховуючи також, що радіаційний вплив на водневмісні метали призводить до десорбції з них значних кількостей водню, можна припустити, що радіаційно-акустичний ефект у металогідридах матиме значну величину.

Амплітуда тиску збуджуваних при десорбції ультразвукових коливань про пропорційна імпульсної радіаційно-стимульованої зміни обсягу Av/V області металогідриду, що опромінюється, яке, у свою чергу, пов'язане з концентрацією водню і максимально при значеннях, близьких до величини рівноважного насичення.

Таким чином, амплітуда збуджуваного імпульсним потоком іонізуючого випромінювання ультразвукового тиску про а в металі сорбенті водню визначається як термопружним тиском від, так і релаксаційним тиском при радіаційно-стимульованій десорбції водню:

–  –  –

Тут (dE/dx)i та N - питомі іонізаційні втрати частинки пучка та їх число відповідно; р. – радіус пучка; так - зміна параметра грат металу при сорбції-десорбції атома водню; п^ - число атомів водню, що десорбуються; h - глибина шару десорбції, що визначається швидкістю перенесення атомів водню за час дії випромінювання.

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

h = I0" м і N = 10" - визначаємо nj, при якому про г і від:

Р / dE \ h

Таким чином, при радіаційно-стимульованій десорбції близько 5*10"*л водню, тиск в результаті механічної релаксації решітки в області опромінення порівнюється з термопружним.

Експериментальні вимірювання радіадіонно-акустичного ефекту в гідриді титану проводилися на лінійному прискорювачі електронів ХФТІ. Схема експерименту була аналогічною, описаної в [ 71. Пластина-мішень розміром 25x60x3 мм із питанням АТОМНОЇ НАУКИ І ТЕХНІКИ.

Ссрія:ФІЗИКА РАДІАЦІЙНИХ ПОШКОДЖЕНЬ І РАДІАЦІЙНЕ МАТЕРІАЛОВЕДЕННЯ. 1992. Вип. 1(58), 2(59). 1-137. 33 20 Г

–  –  –

о \ г ' кріпленим на торці п'єзоприймачем опромінювалася колімованим до діаметра 10 мм пучком електронів з початковою енергією 30 МеВ. Частота струмових посилок =6,3 Гц вибиралася з умови малого температурного розігріву мішені, дТ$ I К. Тривалість струмового імпульсу становила 8*10-* с.

В експерименті вимірювалася залежність амплітуди електричної напруги U, що реєструється з п'єзоприймача і пропорційного акустичному тиску ^ від величини середнього струму пучка J для мішеней з чистого Ti і містить TiHj. З наведених малюнку залежностей видно, що перевищення 1А для мішеней, що містять TiH, становило близько 1,6 рази.

Слід зазначити, що виділення теплової енергії внаслідок радіаційного розкладання і фазових перетворень в опромінених металогідридах може давати свій внесок в а через збільшення про т. Однак проведені оцінки показують, що найбільш ймовірним механізмом, відповідальним за перевищення акустичного тиску, що реєструється, є механізм пружної релаксації решітки металогідриду при радіаційно-стимульованій десорбції водню.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

1. Залюбовський І.І., Калініченко А.І., Лаеурік В.Т. Введення у радіаційну акустику. Харків: Віца школа, 1986.

2. Воловик В.Д., Лазурік В.Т. Акустичний ефект пучків заряджених частинок у металах // ФТТ. 1973. Т.15. С.2305-2307.

3. А.с. I 56I484 СРСР, MKH 3 G 01 t I/I6. Спосіб контролю фазових перетворень P в металах та сплавах / В.Д.Воловік, С.І.Іванов/У Відкриття. Винахід. 1978.

4. Воловик В.Д., Іванов З І., Стервоєдов Н.Г. Дозова модифікація радіаційності мульованої акустичної емісії // Тези I Всесоюзної конференції з модифікації властивостей конструкційних матеріалів пучками заряджених частинок. Томськ, 1988. 4.II. С.158-160.

5. Алефельд Г., Фелькль І. Водень у металах. Т.І. М.: Світ, 1984.

6. Авілов A.M., Боршковський І.А., Воловик В.Д., Іванов З І. // УФ1. 1989.

Т 34. С.892-895.

7. Воловик В.Д.. Іванов З І. // ПТЕ. 1975. І?5. С.29-33.

Стаття надійшла до редакції 11.03.1992.

УДК 539.12.04

РОЗПИЛЕННЯ ТА ЕРОЗІЯ ПІРОВУГЛЕРОДНИХ МАТЕРІАЛІВ ПРИ ВПЛИВІ

ДЕЙТЕРІЄВСЬКИЙ І ДЕЙТЕРІЙ+ГІЛЬЄВОЇ ПЛАЗІЇ

Пошкодження та розпилення поверхні конструкційних матеріалів спостерігаються практично за всіх видів опромінення. Однак ефект розпикання матеріалів найбільш значний при плазмовому опроміненні іонами різних елементів. На підставі наявних даних запропоновано моделі та механізми розпилення матеріалів.

Однак експериментальні дані останніх років вказують на великі величини коефіцієнтів розпилення (S M O * ... I0 2 і вище), що суперечить існуючим моделям. У цьому зв'язку для пояснення таких високих S необхідні додаткові експерименти.

У цій роботі наводяться експериментальні дані з розпилення піровуглецевих матеріалів з різною вихідною структурою та ступенем графітизації. Структурний стан піровуглецю змінювалося також шляхом запровадження радіаційних дефектів при опроміненні нейтронами. Для розпилення вуглеграфітових матеріалів застосовувалася стаціонарна та імпульсна дейтерієва та дейтерій+гелієва плазма. ь ежими опромінення на використаних плазмових установках підбиралися таким чином, щоб змоделювати умови пристінкової плазми в термоядерному реакторі, а також зрив термоядерної плазми на поверхню матеріалів найбільш напружених вузлів.

Для опромінення стаціонарної дейтерієвої плазмою була використана устаноька "Дракон" (ХФТІ, м.Харків). Схема, параметри та результати атестації режимів опромінення докладно викладені у роботах. Досліджувані зразки розміщувалися в камері установки i:a двох катодах, що знаходяться під однаковим потенціалом, а корпус вакуумної камери служив анодом. Котушками створювалося магнітне поле, паралельне розрядному стовпу. Середня енергія іонів плазми становила 800 еВ, струми пучка 7,2 мА, а щільність струму 0,4 мА-см2. Напруга на катодах становила I кВ. .

Температура на зразках при опроміненні не перевищувала П 0 °С.

Для імітації нестаціонарних умов термоядерної плазми використовувалася дейтерієва та дейтерій+гелієва плазма із вмістом 50ЗД! + 50% Н е + з використанням прискорювача "Просвіт" (ХФТІ, м. Харків) [3] з наступними параметрами пучка:

Енергія іонів у максимумі розподілу 2...3 кэВ 2 1,5"Дж-см" » імп-1 Енерговиділення на зразках 5*10" част.* см"2-імп:1 Щільність частинок у плазмовому згустку Кількість імпульсів 50 Тимчасова тривалість згустку 2«I0**c 2,5*10" част.* см"2 Сумарна доза опромінення Сумарний коефіцієнт розпилення підраховувався за формулою A Am S =, МД де А - число Лвогадро; лт - спад маси в грамах; М – атомна маса мішені;

Д – сумарна кількість іонів.

Для вивчення процесів реемісії дейтерію з поверхні піровуглецю використовувалася установка "Скіф" (ХФТК, м.Харків). Опромінення проводилося при кімнатній температурі сепарованим моноенергетичним пучком іонів дейтерію з енергією 25 кеВ. Щільність струму пучка становила 30...40 мкА"см"2, робочий тиск у камері 2-Ю 5 Па.

На рис.1,а отримані дані по коефіцієнту розпилення піровуглецевих матеріалів, отриманих осадженням метану з газової фази на підкладку і підданих термічного відпалу при 2450, 2600°З термічного відпалу при 2800°С.

Опромінення проводилося дейтерієвою стаціонарною плазмою (Е і о н =800 еВ) до флюєнсів 4 * 20 * ° см "2. З результатів видно, що коефіцієнт розпилення залежить від температури обробки. Як відомо, при температурах обробки до 2800 ° С піровуглець з низькою ступенем графітізецем переходить у пірографіт з високим ступенемграфітіеації, близької до структури монокрисгалічного графіту. Пдочем максимум коефіцієнта розпилення посідає зразок, підданий термічного відпалу при 2600"С. Мінімальна ж величина коефіцієнта розпилення у

ПИТАННЯ АТОМНОЇ НАУКИ ТА ТЕХНІКИ.

–  –  –

Рис.1. Залежність коефіцієнта розпилення піровуглецю від температури термообробки: стаціонарне дейтерієве плазмове опромінення (а); імпульсне дейтерій+гелієве плазмове опромінення (б) зразків, отриманих при 20°С. Рис.1 показує, що залежність коефіцієнта розпилення при стаціонарному опроміненні іонами дейтерію є нелінійною.

Мінімальне та максимальне значення S відрізняються майже вдвічі.

На рис.1,6 наведено криву зміни коефіцієнта розпилення тих самих піровуглецевих матеріалів, тільки опромінення вже проводилося дейтерій+гелієвою імпульсною плазмою. При імпульсному (Д|+Не+) плазмовому опроміненні залежність від температури попередньої обробки інша. Мінімум коефіцієнта розпилення припадає на зразки з температурою обробки 2450°С, максимальна ж величина S = =19,2 ат. Найбільша різниця результатів, отриманих при опроміненні стаціонарної та імпульсної плазмою, - це велика відмінність у коефіцієнтах розпилення, яке становить два порядки.

З описаного експерименту випливає, що на коефіцієнт розпилення піровуглецевих матеріалів впливають як параметри та склад пучка плазми, так і структурний станмилені.

Відмінність коефіцієнта розпилення піровуглецю, характер зміни кривої S (T Q 6) при різних режимах опромінення, а також великі величини S = ​​D = 19,6 ат. з різних механізмів.

Каскадна теорія Зигмунд описує розпилення при малих величинах коефіцієнтів розпилення (у нашому випадку при S ^ IQ-"..ЛО" 1 ат. * Іон-1). Коли S перевищує I ... 10 ат.-іон ^ ця теорія не справедлива. Різке збільшення коефіцієнта 2 розпилення, мабуть, пов'язане з великим енерговиділенням (15 Дж"см") та імпульсним режимом опромінення. Це значно змінює величину енергії зв'язку атомів мішені, і, ймовірно, розпилення відбувається не тільки за рахунок відриву IX атомів, але і їх комплексів. Крім того, значні локальні ен"говинелення створюють як градієнти температур, так і градієнти напруг, к. ори набагато більше, ніж відповідні градієнти при стаціонарному опроміненні. Останній фактор, який може значно змінити коефіцієнт розпилення, - це складний склад пучка іонів. Є ряд робіт 16,7], де розглядається та вивчається вплив на розпилення одночасного опромінення різними іонами.Так у С73 отримано ефект синергізму, коли коефіцієнт розпилення різко зростав (на порядок) при опроміненні одночасно іонами водню та електронами.

Таким чином, для подальшого виявлення механізму розпилення піровуглецевих матеріалів при плазмовому опроміненні необхідно провести експеримент із однокомпонентним імпульсним опроміненням. Були взяті такі зразки, в імпульсному режимі опромінення використовувалася дейтерієва плазма.

На рис.2 представлені результати виміру коефіцієнта розпилення при імпульсному дейтерієвому опроміненні. Видно, що S(T0(jp) має як і раніше нелінійну залежність. Максимальний коефіцієнт розпилення 60 ат./іон у піровуглецю (ТО =2100 ° С). Далі зі збільшенням температури термообробки величина s різко падає до 20... 10 ат./іон, мінімальний коефіцієнт розпилення ^12 ат./іон у пірографіту (Т 0 п=2800 0 С), ця величина нижче отриманої при (Д+Не +) імпульсному опроміненні. =2100°С) коефіцієнт розпилення при однокомпонентному опроміненні зростає майже 5 разів.

А на зразках, термічно відпалених при 2450°С і потім опромінених однокомпонентною дейтерієвою плазмою коефіцієнт розпилення зменшується з S =60 до S = 22 ат./іон.

–  –  –

–  –  –

т: з випромінювання нейтронами до 70 ... 800 ° С Рис.5. Відносна кількість впровадженого в піровуглець-відносну кількість впроваджених дейтерію при різних температурах попереднього дейтерію досягає знаного опромінення нейтронами в р г-чении, відповідних спостерігається при температурі нейтронного опромінення 500°С.

Таким чином, у цій роботі отримані експериментальні дані щодо розпилення плазмою піровуглецевих матеріалів залежно від температури термічної та термомеханічної обробки. Досліджено дозна і температурна залежність впливу попереднього опромінення нейтронами на коефіцієнт розпилення піроугчерода при плазмовому опроміненні. Показано, що процеси розпилення піровуглецю при імпульсному дейтерієвому та дейтерій+гелієвому плазмовому опроміненні різняться.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

1. Бурченко П.Я., Волков О.Д., Рибалко В.Ф. та ін//ФХОМ. 1987. С.46-48

2. Волков Є.Д., Грибанов Ю.А., Рибалко В.Ф. // Вант. Сер.: ФРП та РМ 1988 Вії. 1(43). С.74-77.

3. Бєліков А.Г., Гончаренко В.П. та ін // Атомна енергія. 1981. Т.51. Вип.6.

4. Behrich R. Sputtering by particle bombardment об один елемент solids.

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

5. Мартиненко Ю.В. Проблеми взаємодії швидких частинок із твердими тілами, пов'язані із створенням термоядерних реакторів: Препринт ІАЕ-2815. М., 1977.

6. Гусєва І.І., Іванов З М. та ін: С6орник докл. семінару країн РЕВ. Сухумі!

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

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

9. Зеленський В.Ф., Рибалко В.Ф., Морозов О.М. та ін Експерименти по холодному термоядерного синтезув Pd та ri. насичених дейтерієм методом іонної імплантації: Препринт ХФТІ S9-6I. Харків: ХФТІ, 1989.

38 Стаття надійшло до редакції 11.03.1992.

УДК 621.785:669.618.26+621.771

ЗАСТОСУВАННЯ РЕЛЯТИВІСТСЬКИХ ЕЛЕКТРОННИХ ПУЧКІВ

ДЛЯ РАДІАЦІОЇНО-ТЕРМІЧНОЇ ОБРОБКИ МЕТАЛЕВИХ МАТЕРІАЛІВ

В даний час все більшого поширення набувають технології, засновані на обробці матеріалів концентрованими потоками енергії. Однією з таких технологій є радіаційно-термічна обробка (РТО) металевих матеріалів релятивістськими електронними пучками (РЕП) [I]. Велика глибина проникнення релятивістських електронів дозволяє при цьому нагрівати матеріали не з поверхні, а рівномірно по всій товщині шару, що опромінюється. Потужність та ККД сучасних технологічних прискорювачів досягають такої величини, що вони можуть конкурувати з іншими концентрованими джерелами енергії за продуктивністю та економічністю. Змінюючи енергію електронів, можна гнучко регулювати товщину шару, що опромінюється, а сканування пучка дозволяє обробляти великі площі. Практично важливо й те, що, використовуючи РЕП, можна проводити опромінення у вакуумі, а й у повітрі чи інертному середовищі, не створюючи у своїй залишкової радіоактивності. Високий ступінь керованості електронного пучка уможливлює автоматизацію технологічного процесу.

За допомогою РТО РЕП можна, в принципі, проводити такі обробки металевих матеріалів:

Загартування;

Аморфізацію, легування та перерозподіл домішок.

При РТО може відбуватися зміна структури, фазового, хімічного складу опромінюваних матеріалів. При цьому підвищується міцність, пластичність, зносостійкість, ударна в'язкість та інші характеристики матеріалів.

ПРОХОДЖЕННЯ ЕЛЕКТРОНІВ ЧЕРЕЗ МЕТАЛИ

Внаслідок розсіювання на електронах атомних оболонок відбувається збудження та іонізація атомів.

Втрати енергії при цих процесах визначають пробіг електронів, що налітають у матеріалі, його нагрівання при опроміненні та поглинену дозу. Пробіг електронів у різних матеріалах може бути визначений із співвідношення А(О,285Е - 0,137)/Z, (1) де11- практичний пробіг електронів, см; Z і А - заряд та атомний номерречовини; Р – щільність, г/см3; Е – енергія, МеВ.

–  –  –

ІНШІ ЗАСТОСУВАННЯ РТО

Опромінення призводить до зменшення коефіцієнта тертя та зносу у кілька разів.

Серед різних за теплостійкістю інструментальних сталей найбільше збільшення зносостійкості було у швидкорізальних сталей. Це пов'язується з утворенням під дією опромінення дрібнодисперсних карбідів.

У роботах проводили короткочасне опромінення валкової арматури, виготовленої із графітизованої сталі. Охолоджували матеріал після опромінення масою виробу. В результаті РТО виходив зміцнений шар завглибшки до 3 мм.

РТО із оплавленням також призводить до зміцнення. Промислові випробування арматури показали збільшення їхньої експлуатаційної стійкості в 2-5,6 раза.

У роботі легували сталь електронним опроміненням. На сталь 3 наносили порошок з карбідів вольфраму та бору. Після оплавлення електронним пучком спостерігалося зміцнення поверхневого шару завтовшки до 1,5 мм.

У літературі висловлюється думка, що масоперенос при РТО РЕП пов'язаний з неоднорідним розподілом температур і дефектів у матеріалах, що опромінюються, що призводить до виникнення в сплавах нескомпенсованих потоків атомів. Важливим тут може виявитися і те, що особливості тепловиділення при опроміненні матеріалів РЕП призводять до великих швидкостей нагріву, а це, у свою чергу, прискорює рекристалізацію.

Загалом можна констатувати, що радіаційно-термічна обробка металевих матеріалів є перспективною для застосування в металургійній та машинобудівній промисловості.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

2. Зеленський В.Ф., Неклюдов І.М., Черняєва Т.П. Радіаційні дефекти та розпухання металів. Київ: Наукова думка, 1988 Маркус В. Range-energy relationship for scanning beam electron linear acceleration // Phys. Med. Biol. 1986. Vol.31. N 6. P.657-661.

4. Мойсеєв А.А., Іванов В.І. Довідник з дозиметрії та радіаційної гігієни.

І.: Вища школа, 1984.

5. Гочалієв Г.З. Технологічна дозиметрія. М.: Атоменерговидав, 1984.

6. Мєшков І.М. Стан та перспективи розвитку радіаційних технологій // Модифікація структури та властивостей металевих матеріалів електронними пучками: Тези доповідей до семінару-наради. Липецьк, 1989. С.2-4.

7. Франценкж І.В., Франценюк Л.І., Гофман Ю.І. та ін. Про можливість застосування радіаційно-термічної обробки в листопрокатному виробництві // Тези доповідей науково-технічної конференції "Сучасні досягнення теорії та практики тонколистової прокатки". Липецьк, 1990. С.17.

8. Франценюк І.В., Франценюк Л.І., Гофман Ю.І. та ін Зміна властивостей електротехнічних сталей після радіаційно-термічної обробки // Модифікація властивостей конструкційних матеріалів пучками заряджених частинок: Тези доповідей У Всесоюзній конференції. Т.4. Свердловськ, 1991. С.16-17.

9. Брагінська А.Є., Монін В.М., Македонський А.В. та ін Зміна зносостійкості інструментальних сталей при електронному опроміненні // ФХОМ. 1983. PI.

10. Александрова Н.М., Скобло Т.С. Вплив опромінення на структуру та механічні властивості графітизованої сталі // ЕОМ. 1988. (Р4. С.14-17.

11. Александрова Н.М., Щербединський Г.В., Лазарєв В.М. та ін. Структура чавунних проводок дрібносортних станів після обробки електронним пучком // Металознавство та термічна обробка матеріалів. 1991. №3. С.10-12.

12. Краєв Г.В., Полетика І.М., Мейта В.Л. та ін Легування сталі з використанням енергії релятивістських електронів // Вісті СО АН СРСР. 1989. Вип 4 C.II9-I25.

13. Побіль І.Л. Електронно-променева термообробка металевих матеріалів // Підсумки науки та техніки. Сер.: Металознавство та термічна обробка. М." ВІНІТІ, 1990. Т.24. С.99-166.

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

15. Полухін П.І., Горелік С. С, Воронцов В.К. Фізичні засади пластичної деформації. М.: Металургія, 1982.

Стаття надійшла до редакції 11.03.1982, Розділ третій

ГЕЛІЙ І ВОДОРОД У МЕТАЛАХ

ВПЛИВ ГЕЛІЯ НА РОЗВИТОК РАДІАЦІЙНОЇ ПОРОСТІ

Показано, що насичення сплаву гелієм при 620°С і подальше опромінення при тій же температурі призводить, з одного боку, до значного розпухання його порівняно з оеегелиевым опроміненням, а з іншого - до інтенсивної дифузії скандію вглиб матеріалу і утворення у поверхні збідненої зони шириною Ю0...120нм, де концентрація скандію в 2-3 рази менше, ніж в об'ємі.

ВСТУП Відомо, що введення в метал навіть незначної кількості домішок істотно впливає на характер розвитку під опроміненням дислокаційної та порової структур. У численних експериментальних і теоретичних дослідженнях обговорювалися різні можливі механізми впливу легуючої домішки на процес дефектоутворення.

Зазначалося, що залежно від співвідношення між розміром домішкового атома і атома грат металу змінюється ймовірність утворення домішка-вакансія і домішка-міжвузьковий атом комплексів. Утворення тих чи інших комплексів неминуче позначається ил ПХУРНПИКИ.":»"фуеїчної рухливості примоси і може призвести або до перенесення t e до T n v i -очкових лефектон і фо-"міроп.чіію. -r;нових фаз , або до утворення ефективних центрів реком L 6, 7].

У роботі вказується на можливість існування 1 про п Ч. до -. П л в і - перем.

З іншого боку, добре відомо, що присутність гелію докорінно може змінити характер зародження та зростання пір у матеріалі при його опроміненні.

Зокрема, в металах, легованих в невеликій кількості домішками, можливе утворення різних комплексів He n Me m, He n V m , з існуванням яких необхідно зважати при розробці тих чи інших моделей розпухання. Проте робіт, у яких цілеспрямовано вивчався вплив гелію на порообразование в малолегированных сплавах, підданих іонного опромінення, недостатньо.

У цій роботі проведено порівняльне дослідження явища розпухання в нікелі і в сплаві Ni-0,48 вага.% Sc в умовах попереднього насичення їх гелієм та подальшого опромінення іонами хрому.

МЕТОДИКА ЕКСПЕРИМЕНТУ

–  –  –

ПИТАННЯ А"ГОМШ НАУКИ І ТЕХНІКИ.

Післярадіаційні дослідження порової структури проводилися на мікроскопі JEM-IOOCX, а розподіл домішок по глибині - за допомогою мас-спектрометра MC-720IM при параметрах розпилення Ед р = 6 кэВ, JAr = I8 мкА/см2.

РЕЗУЛЬТАТИ ТА ЇХ ОБГОВОРЕННЯ

Про 20 40 60 80 100 120

а б Рис.2. Дозові залежності щільності пор (п), їх середнього розміру (а) та величини розпухання (aV/V%) нікелю (о,л,о) (а) та сплаву нікель-скандій ( ,*, ) (б): а, а-без гелію; д,д - попередньо насиченого гелієм при Т = 620 ° С; о - попередньо насиченого гелієм при Т50°С На рис.2 представлені дозові залежності параметрів розпухання Ni і сплаву Ni-Sc для різних способів попереднього введення гелію. Видно, що незалежно від того, є гелій у матеріалі чи ні, додавання скандію призводить до істотного зменшення розпухання нікелю. Однак найбільш докорінне зменшення спостерігається для безгелієвого опромінення та для випадку насичення гелієм за низької температури (див. рис.2,а,б).

Аналіз дефектної структури сплаву Ni - Scпоказав, що пори, що утворюються, не пов'язані з існуючими виділеннямиа розподілені рівномірно по всьому об'єму зразка. Крім того, щільність пір у сплаві для всіх способів опромінення вище, ніж у нікелі без скандію і так само, як і середній розмір пір, дуже чутлива до температури імплантації гелію. При низькій температурі в розподілі пір за розмірами в сплаві є два максимуми: більший відповідає малим порам, менший - пором з великим радіусом (рис.3). Введення гелію при 620°С створює систему пір, в якій немає чітко виражених двох максимумів (рис.4), однак і середній розмір пір, і величина розпухання сплаву істотно менше, ніж у нікелі.

Грунтуючись на даних роботи, де було показано, що величина Ю" 2 ат.-ат; 1 є тією мінімальною концентрацією гелію, попереднє введення якого в нікель призводить до появи лише газонаповнених пір, можна зробити висновок, що при інтерпретації результатів цієї роботи слід розглядати процес пороутворення в умовах взаємодії потоків вакансій та міжузельних атомів з атомами гелію та скандію.

–  –  –

–  –  –

Cr 0 C " П t 60 50 30 20 10 060 50 10 Про 1Л АТ X 20 ат.еЕ.паси Поява збідненої скандією і збагаченої нікелем приповерхневої зони може бути пояснено в рамках концепції зворотного ефекту Кіркендала. вакансій, що рухається у бік опромінюваної поверхні, і відповідно зворотний потік диффундирующих атомів скандію.У цій ситуації атоми нікелю утворюють зворотний скандію потік міжвузлів, що рухаються до поверхні.

Попереднє бомбардування гелієм сплаву при 620°З створює потік вакансій до поверхні. Це призводить до дифузії скандію вглиб матеріалу вже на стадії насичення, і вихідний його розподіл перед опроміненням хромом відрізнятиметься від розподілу гелію, що існує після імплантації при кімнатній температурі. В результаті кінцевий розподіл скандію у зразках, насичених гелієм при 620°С, характеризується ширшою збідненою зоною, ніж у зразках, в яких введення гелію проводилося Ti50°C.

Слід звернути увагу на той факт, що товщина зони, що проглядається в електронний мікроскоп близька до ширини збідненої скандією області. Тому у разі високотемпературного насичення гелієм суттєве збільшення розпухання сплаву Ni-Sc може бути обмінене не тільки високою дифузійною рухливістю гелію і утворенням на стадії імплантації великих зародків пор, але і радіаційно-стимульованої дифузією скандію вглиб матеріалу і зниженням його ролі в порозародженні.

ВИСНОВОК Проведені дослідження впливу способу попереднього введення гелію в нікель і сплав Ni-0,48 вага.% Sc показали, що даний сплав, що демонструє високу опір вакансійного розпухання, під впливом гелію імплантується змінює свою стійкість до радіаційного впливу. Причому, якщо при низькотемпературному введенні гелію суттєво змінюється лише розподіл пір, але не величина розпухання, то для високотемпературної імплантації характерне значне збільшення середнього розміру пір та розпухання.

Під впливом високотемпературних імплантації та опромінення відбувається значне збіднення поверхневої області скандією, що необхідно враховувати при інтерпретації результатів розпухання сплавів, одержуваних за допомогою імітаційних експериментів.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРУ

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

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

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

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

3. Бакай А. С, Зеленський В.Ф., Матвієнко Б.В. та ін. Посилення рекомбінації структурних дефектів при розпаді твердих розчинівпід опроміненням // ВАНТ. Сей.ФРП та РМ. 1983. Вип. 5(28). С.З-П. *

4. Okamoto P., Rehn L. Радіація-індукована segregation в binary and ternary alloys // J. Nucl. Mat. 1979. Vol.83. P.2-23.

5. Блакитне З І., Одинцов Д.Д. Радіаційне зростання т-фази на стоках точкових дефектів у бінарному сплаві нікель-кремній // ВАНТ. Сер.: ФРП і РМ. 1988.

Вип. 3(45). С.25-29.

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

7. Piller P., Marwick A. Радіація-відновлена ​​diffusion і segregation в Ni і Ni-0,33 at. Mat.

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

8. Ганн В.В., Марченко І.Г. Моделювання домішок-вакансіонних кластерів в Ni// Вант. Сер.: ФРП та РМ. 1987. Вип.2 (40). С.27-28.

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

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

10. Ганн В.В., Юдін О.В. Програма розрахунку стандартних профілів розподілу дефектів за глибиною матеріалу // ВАНТ. Сер.: ФРП та РМ. 1979. Вип. 1(9).

11. Зеленський В.Ф., Неклюдов І.М., Матвієнко Б.В. та ін Імітаційні дослідження ефектів радіаційного розпухання нікелю та його сплавів. П. Вивчення розпухання нікелю та її сплавів // Праці конференції з реакторного матеріалознавства, Алушта, 29 травня - I червня 1978 р. Т.2. С.20-43.

12. Масленков З Б., Браславська Г.С Діаграма стану Ni-Sc (до 36 ат.%) // Метали. 1984. PI. C203-206.

13. Бендіков В.І., Бредіхін М.Ю., Гугля А.Г. та ін. Вивчення впливу гелію та дислокаційної структури на розвиток пористості в нікелі // ВАНТ. Сер.: ФРП та РМ. 1984. Вип.5 (33). С.20-26.

14. Potter D., Rehn L., Okamoto P., Wledersich H. Void просувають і segregation в ліків Nickel alloys // Proc. Int. Conf. Scottsdale. June 1977. P.377-385.

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

Стаття надійшла до редакції 11.03.1992.

УДК 621.039.531

ТЕРМОДЕСОРБЦІЯ ДЕЙТЕРІЯ З ПІРОВУГЛЕРОДНИХ МАТЕРІАЛІВ

НДІГрафіт, м.Москва; ХФТІ, м.Харків) Наведено експериментальні дані з термодесорбції та реемісії іонноімплантованого дейтерію (Е ІО н=25 кеВ) з піровуглецевих матеріалів. Дослідження проводилися як на попередньо опромінених нейтронами зразках, так і на неопромінених зразках.

Дослідженню поведінки дейтерію, імплантованого в різні конструкційні матеріали, у тому числі вивченню процесів термоактивованої десорбції дейтерію присвячено багато робіт [1-5]. Це зумовлено важливою роллю взаємодії дейтерію з поверхнею конструкцій в установках термоядерного реактора.

Тому цікавить вивчити зміна властивостей вуглеграфітових матеріалів при впливі дейтерієвої плазми.

У роботах розглядалося питання термодесорбції дейтерію з графіту МПГ-8 та пірографіту. Показано, що за низькотемпературної термодесорбції піки з'являються тільки у графіту МПГ-8. У спектрах термодесорбції були побудовані температурні залежності відносної кількості утримуваного в матеріалі дейтерію до загальної кількості дейтерію, імплантованого при Т00-л= 78 К. Вибір такого нормування був обумовлений тим, що при Т о б л =78 К весь імплантований дейтерій залишався захопленим матеріал. Ці дані послужили подальшому дослідженню термодесорбції та реемісії з різних вуглеграфітових матеріалів.

У цій роботі вивчені закономірності термодесорбції та репмісії дейтерію з піровуглецевих матеріалів з різною попередньою термообробкою та опроміненням нейтронами. Для імплантації дейтерію з енергіями 800 еВ використовувалася плазмова установка ДРАКОН (ХФТІ, м.Харків). Напруга на катодах становила I кэВ, розрядний струм - 0,4 мА«см»2. Робочий тиск при опроміненні стаціонарною плазмою становив 3...5-I0»3 мм рт.ст.

На установці СКІФ (ХФТІ, м.Харків) опромінення проводилося моноенергетичним сепарованим пучком іонів Д з енергією 25 кеВ, щільність струму пучка мкА-см2, робочий тиск в камері - 2*10*Па.

Опромінення проводилося за кімнатної температури. При розігріванні зразків для термодесорбції температура вимірювалася w-Re та хромель-алюмінієвими термопарами.

Абсолютна похибка вимірювання температури не перевищувала ±10°С. В роботі досліджувався піровуглець (ПУ), отриманий з газової фази при 200°С, та пірографіт (ПГ), термомеханічно оброблений при 2800°С. Зразки виготовлялися у вигляді прямокутних пластин розмірами 16x6x2 мм.

Зміна парціального тиску в камері опромінення для певної масиреєструвалося мас-спектрометром АДМ-I та МХ-7304 у безперервному режимі. Запис спектрів термодесорбції при нагріванні зі швидкістю 5,4 К-с"1 проводилася в координатах (Р, Т) і (P, t), де Р - парціальний тиск у камері вимірювань, Т - температура мішені, t - час нагрівання зразків ЗО ...2ООО°С.

На рис.1 побудовано експериментальну залежність відносної зміни кількості впровадженого дейтерію в піровуглець та пірографіт від інтегрального потоку. Видно, що при дозах опромінення до I-I0" част.- см*2 в обох матеріалах спостерігається практично тільки захоплення імплантованого дейтерію. При дозах вище 1"10" част."см2 відбувається насичення поверхні піровуглецевих матеріалів іонами дейтерію.

–  –  –

ПИТАННЯ АТОМНОЇ НАУКИ ТА ТЕХНІКИ.

Слід зазначити, що рівень насичення і залежність кількості впровадженого дейтерію від флюенса різна. У піровуглецях насичення настає при впровадженні 4-10 "частина, «см"2, а в піровуглеці ця величина в два рази вище і становить 7 ... 8-Ю 1 1 част.-см"2. Різні величини ступеня насичення цих матеріалів пов'язані з відмінністю їх структури.Структура піровуглецю являє собою графіт початкової стадії графітизації та впорядкування, а пірографіт - це добре графітізований з високим ступенем порядку графіт зі структурою близькою до ідеального монокристалу. пов'язати з процесом насичення дейтерієм приповерхневого об'єму піровуглецю (до 8 отн. од. при дозах I...2-Ю1* част.-см"2). Подальший спад і зростання насичення дейтерієм при збільшенні дози можна пояснити дифузією дейтерію з поверхні піровуглецю обсягом на великі відстані. Дифузія починається після досягнення критичної величини концентрації дейтерію біля поверхні та появі градієнта концентрації.

В роботі була також досліджена термодесорбція дейтерію з піровуглецевих матеріалів, опромінених іонами з енергією 252 кеВ до доз 8*10" част. см, та іонами з енергією 8 кеВ до дози 4"10 s0 част."см".

–  –  –

Рис.2. Кінетичні криві термодесорбції дейтерію з пірографіту в залежності від температури розігріву (а) та часу розігріву (б). I - 3 * 10 "; 2 - М О "; 3 - 4 "10"; 4 - 4 "10" част. "см"2 На рис.2, а, б представлені кінетичні криві термічного виділення дейтерію з пірографіту. Видно, що термодесорбція із зразків, опромінених до різних доз, починається при температурах 700...900°С і завершується при 1800°С. У цьому інтервалі температур є один широкий пік, загальний всім трьох спектрів.

При дозі опромінення 4-Ю 1 - част.-см"2 (крива 3) з'являється додатковий пік ліворуч від основного піку газовиділення. Зі збільшенням дози опромінення спостерігається зміщення основного піку газовиділення в область великих температур. Кінетичні криві газовиділення із зразка, опромінених дозами 3*10" і I 10" част.* см"2 ідентичні, а при дозах 4-I0 1 " част.-см"2 на кривій газовиділення з'являється додатковий пік. Видно, що при збільшенні дози опромінення іонами дейтерію, термодесорбційні піки для пірографіту зміщуються в область великих температур і спостерігається розщеплення основного піку. 2 стаціонарної дейтерієвої плазмою (Е і про н = 800эВ).

Хоча доза опромінення в цьому випадку вище на два порядки, а струм пучка на кілька порядків, кількість впровадженого дейтерію незначна. Однак положення термодесорбційного піку на кривій 4 збігається з положенням піків, отриманих за інших режимів опромінення. Дослідження показали, що термодесорбція дейтерію з поверхні піровуглецевих матеріалів залежить від умов опромінення, зокрема, від енергії іонів бомбардуючих і дози опромінення.

Для вивчення впливу структури піровуглецевих матеріалів на процеси термодесорбції дейтерію опромінювалися піровуглеці, отримані осадженням з газової фази при температурі 2 Ю 0 °С. = 25 кеВ).

При дозах опромінення 1*10" част.-см" було виявлено два піки:

основний пік при 21225 і другий при 1400°С. З підвищенням дози опромінення до 4 "10" част. см" пік при 1400°С зберігається, а основний пік зміщується в область менших температур і розщеплюється на два піки. Подальше опромінення піровуглецю іонами дейтерію до 8"10" част. збереженням характеру кривої.

Термодесорбційний пік дейтерію, виявлений при 1400°С, при досягнутих дозах # 2 (до 4 1 0 "част. * см") зберігається. При подальшому збільшенні дози опромінення до 1,6 ... 8 * 10 "частина," см термодесорбційний пік при 1400 ° С зникає, основний пік залишається розщепленим. У результаті основний пік зміщується в область високих температур, трансформуючись на плато (крива 6). Таким чином, кінетичні криві термодесорбції з опроміненого пірографіту і піровуглецю л I §* Аномальне зростання реемісії дейтерію спостерігається при температурах опромінення нейтронами вище 600°С. При температурах 700 ... 800 ° С величина реемісії набуває значення, що дорівнює тому, яке було при температурі опромінення нейтронами 550 ° С (див. рис.4).

4,5 нейтр."см"2, Після тих же режимів опромінення піровуглецю нейтронами (Ф=3 Т о б л =70...800°С) та іонами дейтерію (Ф = 3 "Ю" част.*см"2 ) проводилося дослідження на термодесорбцію.Кінетичні криві (рис.5) показують, що термодесорбція дейтерію з опромінених нейтронами зразків починається при температурах 6ОО...8ОО°С.

Причому на відміну від результатів, отриманих при дослідженні термодесорбції без попереднього нейтронного опромінення піровуглецю, термодесорбція з нейтронноопромінених зразків має велику кількість піків. Максимальна кількість піків газовиділення спостерігається на зразках, опромінених нейтронами при 7О...8°С. Зі збільшенням температури опромінення нейтронами (див. рис. 5, а, б) число піків зменшується, і крива до певної міри стає подібною до термодесорбційних кривих, отриманих на піровуглецевих зразках без попереднього опромінення, тобто. з'являється основний пік з більшим числомрозщеплених піків. Слід зауважити, що опромінення нейтронами піровуглецю при температурах 700 800°С сприяє появі ще одного додаткового піку термодесорбції впровадженого дейтерію при температурі 600° розігріву.

СПИСОК ЛІТЕРАТУРИ

1. Платонов П.А., Писарєв А.А. та ін Вплив опромінення іонами дейтерію на топографію поверхні графіту 33/7 ВАНТ. Сер.: ФТП та РМ. 1990. Вип.3 (54). С.27-34.

2. Гусєва М.І.. Мартиненко Ю.В. Ерозія поверхні матеріалів при опроміненні прискореними частинками // ВАНТ. Сер.: ФРП та РМ. 1984. Вип.1 (29), 2 (30). С.187-200.

3. Ружицький В.В., Рибалко В.Ф., Мозгін В.В. Термодесорбція дейтерію з берилію, графіту та вуглеситалу, опромінених іонами Д з енергією 20 кэб // ВАНТ. Сер.:

ФРП та РМ. 1987. Вип.1 (2). C.II-I4.

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

5. Ашрапов Т.Б., Абдусалям Н., Артемов С.В. та ін. Вивчення радіаційного ушкодження та поведінка гелію у вуглеграфітових матеріалах на піровуглецевій зв'язці // ВАНТ. Сер.: ФРП та РМ. 1982. Вип.2 (21). С.53-58.

6. Бурченко П.Я., Волков Є.Д., Грибан Ю.А. та ін // КТФ. 1985. Т.55. C.2I34-2I38.

7. Пістряк З В., Морозов О.М., Рибалко В.Ф. Іонно-стимульована десорбція з поверхні алюмінію та конструкційних нержавіючих сталей // ВАНТ. Сер.: ФРП та РМ.

1987. Вип.4 (42). С.42-45.

Стаття надійшла до реоакшо 11,03.1992.

УДК 621.384.6:539.25

ЗАКОНОМІРНОСТІ ЗРОСТАННЯ ГЕЛІЄВИХ БУХІВНИКІВ

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

У роботах була вивчена термостимульована еволюція гелієвих бульбашок у Ni та Fe, імплантованих іонами Н е + з енергією 20 кеВ, встановлений взаємозв'язок між етапами еволюції та стадіями десорбції газу із зразків.

У цьому повідомленні виходячи з отриманих результатів, і навіть результатів, викладених в ,обговорюється ймовірний механізм зростання гелієвих бульбашок у зразках з Ni і Fe, нагрітих до 900...1600 До.

Як було показано в , природа піків газовиділення гелію з Ni і Fe, імплантованих до доз (I...4)*I0 Не+» см"2, в основному полягає у вивільненні гелію з системи гелієвих бульбашок, що руйнуються. Формування системи починається вже в час опромінення матеріалу, але особливо інтенсивно йде при пострадіаційному нагріванні та газовиділенні, в процесі якого розміри бульбашок зростають від ^1...10 нм до ^1...5 мкм Зростання бульбашок у нікелі та залозі характеризується певними особливостями. [I] було показано, що на початку газовиділення в піку d в обсязі зерна гелієві бульбашки діаметром 15...30 нм утворюються з 10 20 бульбашок діаметром I...8 нм. Газовиділення в пікет, як правило, утворюються з декількох бульбашок діаметром ^ 300 нм. азцах з Ni.

У зразках із заліза спостерігалося зростання бульбашок від -v-15...30 нм у діаметрі до ~300нм.

З результатів експериментів випливає, що він забезпечується об'єднанням великої кількості бульбашок діаметром 15...30 нм на один.

Подібна коалесценція бульбашок спостерігалася авторами. У простежено утворення бульбашки діаметром ^50 нм іг групи бульбашок діаметром ^2...8 нм при нагріванні в колоні електронного мікроскопа імплантованого гелієм (Б = Ю кеВ) алюмінію. Авторами спостерігалося утворення в опроміненій до дози 4» 10" Не-см"2 (Е = 30 кеВ) міді бульбашки діаметром 200 нм з групи бульбашок діаметром 50...

На рис.1 наведено ряд електронно-мікроскопічних фотографій структури опромінених Не зразків з Ni і Fe, на яких зафіксовані моменти об'єднання бульбашок на різних стадіях ТД гелію, ч пиках d і е.

Аналіз отриманих даних призводить до висновку, що зростання бульбашок в процесі нагрівання опромінених Ni і Fe здійснюється шляхом поєднання (чергування) двох механізмів - порівняно повільного зростання, наприклад, в результаті приєднання вакансій та атомів гелію і досить швидкого зростання діаметра бульбашки внаслідок об'єднання 3. ..20 бульбашок порівнянних розмірів в один. Швидке зростання відбувається після локального досягнення системою гелій-метал критичного стануза напругою, другий можливий вихід з якого - руйнування матеріалу та десорбції з нього гелію.

Всю динаміку освіти і зростання бульбашок в нікелі та залозі, аж до їх руйнування, можна уявити як обумовлений нагрівом зразка рух-високонасиченої системи Не-Ме за наступними розмірними рівнями.

I. Освіта обсягом імплантованого шару системи дрібних бульбашок розмірами -VI...5 нм. У шарі утворюються місця підвищеної та зниженої щільності таких бульбашок розмірами близько сотень нанометрів.

ІІ. Об'єднання та злиття 3...8 бульбашок діаметром ^I...5 нм в один діаметром ^10 20 нм, насамперед у місцях їх підвищеної щільності. Цей рівень є перехідним у сенсі зміни симетрії об'єктів, що утворюються. Якщо бульбашки розмірами ^10 нм могли мати практично по всьому імплантованому об'єму форму, близьку до сферичної, великі через малого пробігу 20 кеВ іонів гелію повинні все більше сплющуватися в перпендикулярному площині залягання гелію напрямку.

ІІІ. Об'єднання переважно по площині, паралельній поверхні зразка, злиття та утворення з десятків бульбашок розміром 10...20 нм газонаповнених сочевицеподібних порожнин розміром ~200...400 нм.

При подальшому нагріванні в залежності від концентрації впровадженого в матеріал гелію реалізуються такі рівні об'єднання та зростання бульбашок.

Для дози опромінення 1,8* 10" Не*»см"4, пік:

IV. Зростання бульбашок, об'єднання та утворення в обсязі бульбашками діаметром 200...400 нм протяжних звивистих каналів, довжина яких у кілька разів перевищує їх поперечний переріз.

Для дози 3, 6 "Ю" Не + "см", пік d:

ПИТАННЯ АТОМНОЇ НАУКИ ТА ТЕХНІКИ.

Підручник «Фізичне матеріалознавство» є 6-томним виданням навчального матеріалу по всіх навчальним дисциплінамбазової матеріалознавчої підготовки, що проводиться на 5–8 семестрах навчання студентів на кафедрі Фізичних проблем матеріалознавства Московського інженерно-фізичного інституту (державного університету).
Том 4 містить опис основних закономірностей взаємодії випромінювання з твердим тілом, фізики міцності та радіаційних пошкоджень, властивостей матеріалів та моделювання фізичних процесів, викладених у розділах «Фізичні основи міцності», «Взаємодія випромінювання з речовиною», «Радіаційна фізика твердого тіла», «Моделування у матеріалознавстві» та «Фізичні засади комп'ютерного проектування матеріалів».
Підручник призначений для студентів, які навчаються за спеціальністю «Фізика конденсованого стану», та аспірантів, що спеціалізуються в галузі фізики конденсованих середовищ та матеріалознавства, і може бути корисним молодим фахівцям у галузі фізики металів, твердого тіла та матеріалознавства.

Межа міцності.
Після проходження точки s на діаграмі розтягування у зразку розвивається інтенсивна пластична деформація. До точки b (рис. 11.4) робоча частина зразка зберігає початкову форму. Подовження тут рівномірно розподіляється за розрахунковою довжиною. У точці b ця макрорівномірність пластичної деформації порушується. В якійсь частині зразка, зазвичай поблизу концентратора напруги, який був уже у вихідному стані або утворився при розтягуванні, починається локалізація деформації. Їй відповідає місцеве звуження поперечного перерізу зразка – утворення шийки.

Можливість значної рівномірної деформації та відтягування моменту початку утворення шийки у пластичних матеріалах обумовлені деформаційним зміцненням. Якби його не було, то шийка почала б формуватися відразу ж після досягнення межі плинності. Справа в тому, що ковзання, як і будь-який реальний фізичний процес, Починається не скрізь одночасно, а в тих чи інших перерізах зразка, що характеризуються випадковою наявністю концентраторів напруги. Якщо деформаційне зміцнення мало, протягом деякого часу може не бути достатніх причин для поширення ковзання на сусідні перерізи зразка, внаслідок чого площа цього перерізу стане меншою за площу сусідніх перерізів, і зсувна напруга в ньому відповідно збільшиться, сприяючи подальшому продовженню ковзання саме в цьому перерізі . Якщо ж деформаційне зміцнення велике, перехід ковзання з початкового перерізу в сусіднє відбувається до прояви значної локалізації деформації в початковому перерізі, і шийка не утворюється.

ЗМІСТ
Основні умовні позначення
Передмова до того 4
Глава 11. ФІЗИКА МІЦНОСТІ МАТЕРІАЛІВ
11.1. Опис та характеристики процесу деформації
11.1.1. Основні поняття
11.1.2. Напруги та деформації
11.1.3. Діаграма розтягування:
11.1.4. Масштабні рівні опису процесів деформації
11.2. Пружність
11.2.1. Закон Гука для випадку одновісної деформації
11.2.2. Закон Гука як результат взаємодії сусідніх атомів
11.2.3. Закон Гука в узагальненому вигляді
11.2.4. Модулі та коефіцієнти пружності
11.2.5. Залежність модулів пружності від різних факторів
11.3. Процеси пластичної деформації
11.3.1. Кристалографічне ковзання
11.3.2. Фактор Шміда
11.3.3. Необхідність запровадження дислокаційних уявлень
11.3.4. Початок пластичної деформації
11.3.5. Повороти кристалічних ґрат в результаті пластичної деформації ковзанням
11.3.6. Взаємозв'язок величин зсувної деформації та повороту решітки
11.3.7. Стадії деформаційного зміцнення та етапи переорієнтації
11.3.8. Теорії дислокаційного зміцнення
11.3.9. Текстури деформації та текстурне зміцнення
11.3.10. Двійнікування як механізм деформації
11.3.11. Анізотропна поведінка листових зразків при розтягуванні
11.3.12. Вплив меж зерен на деформацію полікристалів
11.3.13. Особливості розрахунку кривих течії для полікристалів
11.3.14. Можливі підходи до моделювання деформації полікристалу
11.3.15. Виникнення зуба плинності
11.3.16. Вплив температури на деформацію полікристалів
11.4. Повзучість
11.4.1. Непружна оборотна повзучість
11.4.2. Логарифмічна повзучість
11.4.3. Високотемпературна повзучість
11.4.4. Дифузійна повзучість
11.4.5. Характеристики повзучості
11.5. Руйнування
11.5.2. Основні види руйнування
11.5.2. Зародження тріщини
11.5.3. Критерій Гріффітса для зростання крихкої тріщини
11.5.4. Критерій Гріффітса при обліку пластичної деформації поблизу вершини тріщини
11.5.5. Зв'язок характеру руйнування структурою матеріалу
11.5.6. Температура крихко-в'язкого переходу та шляхи її зниження
11.5.7. Схема Іоффе переходу з тендітного в пластичний стан
11.5.8. Особливості крихтування ОЦК металів
11.5.9. Деякі можливості методів фізичного металознавства щодо процесів руйнування
11.6. Втома металевих матеріалів
11.6.1. Загальні характеристики явища
11.6.2. Особливості перебігу пластичної деформації при циклічному навантаженні
11.6.3. Зародження та поширення втомних тріщин
11.6.4. Вплив різних факторів на втому
Контрольні питання
Глава 12. ВЗАЄМОДІЯ ВИПРОМІНЕННЯ З РЕЧОВИНОЮ
Вступ
12.1. Пружна взаємодія двох тіл
12.1.1. Характеристики, що описують взаємодію випромінювання з речовиною
12.1.2. Способи опису пружної взаємодії
12.1.3. Мимовільний розпад частки
12.1.4. Парні зіткнення
12.1.5. Загальне рівняння руху частинок
12.1.6. Приклади опису розсіювання у класичному випадку
12.2. Види потенціалів іонно-атомної взаємодії
12.3. Наближені методи опису розсіювання
12.3.1. Наближені потенціали та умови їх вибору
12.3.2. Наближені вирази для опису розсіювання
12.4. Основи розсіювання релятивістських частинок
12.5. Основи квантового опису розсіювання
12.6. Вплив кристалічних ґрат на процеси пружної взаємодії
12.6.1. Кооперативні ефекти при розсіянні квантових частинок
12.6.2. Зворотні грати та її основні властивості
12.6.3. Умови формування дифракційного максимуму
12.6.4. Структурний множник інтенсивності
12.6.5. Розрахунок амплітуди пучків, розсіяних на кристалі
12.6.6. Теплові коливання атомів
12.6.7. Екстинкційна довжина
12.6.8. Кооперативні ефекти при розсіюванні класичних частинок
12.7. Дія опромінення на матеріали
12.7.1. Утворення елементарних радіаційних дефектів
12.7.2. Анізотропія дефектоутворення при малих енергіях первинно-вибитого атома
12.7.3. Каскади атомних зіткнень
12.7.4. Види каскадів та їх опис
12.7.5. Кількісна оцінкаступеня радіаційного впливу на матеріали
Контрольні питання
Список використаної літератури
Глава 13. РАДІАЦІЙНА ФІЗИКА ТВЕРДОГО ТІЛА
Вступ
13.1. Особливості опромінення нейтронами матеріалів, що діляться
13.2. Радіаційне зростання матеріалів
13.2.1. Закономірності радіаційного зростання монокристалів, ізотропного та текстурованого полікристалічного урану
13.2.2. Уявлення про причини радіаційного зростання
13.2.3. Радіаційне зростання конструкційних матеріалів
13.3. Розпухання матеріалів
13.3.1. Явище газового розпухання паливних матеріалів
13.3.2. Розпухання палива, зумовлене твердими продуктами розподілу
13.3.3. Вакансійне розпухання металевих сплавів під дією опромінення
13.4. Радіаційно-індуковані перетворення та прискорені процеси
13.4.1. Явище радіаційної гомогенізації сплавів урану
13.4.2. Аморфізація сплавів під опроміненням
13.4.3. Сегрегація елементів у сплавах при опроміненні
13.4.4. Радіаційно-індукована сепарація атомів у сплавах
13.4.5. Упорядкування та розпорядження сплавів під опроміненням
13.4.6. Радіаційно-прискорена дифузія
13.5. Радіаційне зміцнення та крихтування
13.5.1. Вплив умов опромінення на зміцнення
13.5.2. Низькотемпературне радіаційне крихтіння
13.5.3. Особливості впливу опромінення на механічні властивості
13.5.4. Високотемпературне радіаційне крихтіння матеріалів
13.6. Радіаційна повзучість матеріалів
13.6.1 Закономірності радіаційної повзучості
13.6.2. Механізми радіаційної повзучості
13.7. Релаксація напруги в матеріалах при опроміненні
13.8. Радіаційна ерозія поверхні
13.8.1. Розпилення матеріалів
13.8.2. Радіаційний блістеринг
13.8.3. Ерозія внаслідок уніполярних дуг
Контрольні питання
Список використаної літератури
Глава 14. ОСНОВИ КОМП'ЮТЕРНОГО МОДЕЛЮВАННЯ У КОНДЕНСОВАНИХ СЕРЕДОВИЩАХ
14.1. Завдання комп'ютерного моделювання
14.1.1. Різні типи обчислювального експерименту
14.1.2. Моделювання на основі мікроскопічних процесів у конденсованому середовищі
14.1.3. Моделювання макроскопічних процесів у конденсованому середовищі
14.1.4. Основні методи вирішення задач моделювання
14.2. Приклади математичних моделеймакроскопічних процесів
14.2.1. Приклади моделей на основі закону збереження енергії
14.2.2. Властивості моделей теплопередачі
14.2.3. Автомодельні рішення моделі нелінійної теплопровідності
14.2.4. Завдання про фазовий перехід. Завдання Стефана
14.2.5. Комп'ютерне моделювання впливу на поверхню матеріалу потужним іонним пучком
14.3. Моделювання на основі мікроскопічних процесів
14.3.1. Метод молекулярної динаміки
14.3.2. Варіаційний метод
14.3.3. Метод Монте-Карло
14.4. Фрактали та фрактальні структури
14.5. Вейвлет-аналіз. Застосування для обробки зображень
Контрольні питання
Список використаної літератури
Глава 15. ФІЗИЧНІ ОСНОВИ КОМП'ЮТЕРНОГО ПРОЕКТУВАННЯ МАТЕРІАЛІВ
15.1. Мольний термодинамічний потенціал Гіббса двофазної двокомпонентної системи
15.2. Система рівнянь рівноваги двох фаз у двокомпонентних системах
15.3. Фазові діаграми у різних координатах
15.4. Різні трактування системи рівнянь рівноваги двох фаз
15.4.1. Фізичне трактування
15.4.2. Геометричне трактування
15.4.3. Хімічна трактування
15.5. Поділ завдання на дві
15.6. Термодинамічна теорія фазових переходів 1-го роду чистих компонентів стан
15.7. Феноменологічний метод опису фазових переходів 1-го роду чистих компонентів
15.8. Методи розрахунку параметрів стабільності чистих компонентів
15.9. Визначення структури, фази
15.10. Інваріантність розв'язків системи рівнянь фазової рівноваги
15.11. Інваріантність термодинамічних функцій змішування
15.12. Узагальнення правила рівності площ Максвелла
15.12.1. Узагальнення правила рівності площ Максвелла у разі розшарування
15.12.2. Узагальнення правила рівності площ Максвелла у разі рівноваги двох неізоморфних розчинів
15.13. У-алгоритм розрахунку кривої розшарування на Т-х фазовій діаграмі
15.14. У-алгоритм розрахунку рівноваги двох неізоморфних розчинів на Т-х фазовій діаграмі
15.15. Приклад застосування У-алгоритму до розрахунку фазової діаграми системи Al-Si
15.16. Рівняння для одно/двофазних типу а/а+β фазових меж Т-х, р-х діаграм станів у диференціальних формах
15.17. Про безперервність ентальпії, ентропії, об'єму та хімічних потенціалів компонентів на а/а+β та β/а+β фазових межах Т-хдіаграми стану
15.17.1. Про безперервність функцій змішування (ентальпії змішування, ентропії змішування, обсягу змішування) на а/а+β та β/а+β фазових межах Т-х діаграмистану
15.18. Одне двофазні а/а+β або β/a+β фазові межі Т-р-х діаграм станів двокомпонентних систем як поверхні стрибків всіх других похідних від рівноважної мольної енергії Гіббса системи
15.18.1. Рівняння для стрибків концентраційного нахилу ентропії та парціальних ентропій компонентів
15.18.2. Рівняння для стрибка ізобаричної теплоємності
15.18.3. Рівняння для стрибків концентраційного нахилу об'єму та парціальних об'ємів компонентів
15.18.4. Рівняння для стрибка ізотермічної стисливості
15.18.5. Рівняння для стрибка об'ємного коефіцієнта термічного розширення
15.18.6. Рівняння для стрибків парціальних ентальпій компонентів
15.19. Узагальнені співвідношення Еренфесту на а/а+у фазових межах Т-р-х діаграм стану бінарних систем
15.19.1. Безперервність гесіана та його алгебраїчних доповненьвід енергії Гіббса за його аргументами на а/а+у фазовому кордоні Т-р-х діаграми стану
15.19.2. Узагальнені співвідношення Еренфесту
15.20. Інтегральні ізобарична теплоємність, ізотермічна стисливість, коефіцієнт термічного розширення двофазних двокомпонентних сплавів
15.21. Аналіз трифазних рівноваг у двокомпонентних системах. Розрахунок ентальпії трифазної реакції Т-р-х діаграми стану
15.22. Прямі та зворотні завдання
15.23. Термодинамічний підхід до комп'ютерного проектування стабільних багатошарових матеріалів
Контрольні питання
Список використаної літератури
Предметний покажчик.

Безкоштовно завантажити електронну книгу у зручному форматі, дивитися та читати:
Завантажити книгу Фізичне матеріалознавство, Том 4, Фізичні основи міцності, Радіаційна фізика твердого тіла, Комп'ютерне моделювання, Калин Б.А., 2008 - fileskachat.com, швидке та безкоштовне скачування.

Мета лекції:Знайомство студентів із основами радіаційного матеріалознавства

Запитання до теми:

1 Стабільність матеріалу в умовах опромінення

2 Радіаційне зміцнення

3 Радіаційне крихтіння

4 Радіаційне розпухання матеріалу (свеллінг)

5 Радіаційна повзучість

6 Радіаційне зростання

Стабільність матеріалу в умовах опромінення

В результаті опромінення нейтронами, іонами та іншими частинками в конструкційному матеріалі виникають радіаційні точкові дефекти, їх скупчення та продукти ядерних реакцій, які є основними факторами зміни структурно-фазового стану матеріалу та його властивостей під опроміненням. Залежно від умов радіаційного впливу та природи опромінюваного матеріалу зміна його стану призводить до зміни фізичних та фізико-механічних властивостей (зміцнення, охрупчення, прискорення повзучості), до формозміни внаслідок розпухання та радіаційного зростання (зміна лінійних розмірів), до виникнення у матеріалах наведеної та накопиченої внутрішньої енергії. Тому забезпечення стабільного структурно-фазового стану за умов опромінення – створення радіаційно-стійкого матеріалу, тобто. матеріалу, стійкого проти крихкості, формозміни, повзучості та розпухання, матеріалу, що малоактивується і не змінює ізотопний і фазовий склад. Підвищення радіаційної стійкості можливе за допомогою спрямованого на формування та поведінку радіаційних дефектів і продуктів ядерних перетворень.

Табл. 4 . Число пар Френкеля на одну падаючу частинку, що утворюються в різних матеріалах при опроміненні.

Розглянемо, наскільки реальне регулювання процесу освіти та накопичення

дефектів та його поведінкою в експлуатаційних процесах.

Утворення радіаційних дефектів значною мірою залежить від природи

опромінюваної речовини, виду та енергетичного спектру речовин частинок, що бомбардують

тверде тіло, просторового розподілу та енергії первинно-вибитих атомів цієї

часткою (табл. 4). При нейтронному опроміненні утворюється більша кількість дефектів

Френкеля, ніж при опроміненні зарядженими частинками, оскільки останні витрачають

значну частину своєї енергії на електростатичну взаємодію з іонізованими атомами кристалічних ґрат.

На процес утворення радіаційних дефектів можна вплинути зміною енергії зв'язку атомів, наприклад шляхом легування та зміною енергії нейтрона. Зниження енергії нейтронів викликає зниження кількості радіаційних дефектів, і зміна типу продуктів ядерних реакцій, т.к. більшість із них мають пороговий характер. Тому у реакторах на теплових нейтронах утворення радіаційних дефектів відбувається повільніше, ніж у реакторах на швидких нейтронах.

Накопичення продуктів ядерних реакцій переважно визначається складом матеріалу та ізотопним складом атомів. Тому накопичення тих чи інших продуктів ядерних реакцій можна регулювати вибором складу матеріалу та зміною спектра нейтронів.

Ефективним методом зменшення швидкості утворення точкових радіаційних дефектів може бути заміна зазвичай застосовуваних кристалічних матеріалів на аморфні, оскільки відсутність кристалічної будови виключає утворення каскадів атом-атомних зіткнень внаслідок відсутності далекого порядку розташування атомів. Тому в аморфних матеріалах має бути низька швидкість утворення дефектів, і з цього погляду є перспективними конструкційними матеріалами.

Стадія накопичення радіаційних дефектів зі збільшенням флюенса представляється більш керованої, ніж стадія їх освіти. Обмежимо наш розгляд процесу накопичення дефектів стадіями розвитку каскаду (10-14-10-13 с) та першого етапу його релаксації внаслідок спонтанної рекомбінації (10-13-10-11 с) різноїменних дефектів. Власне накопичення точкових дефектів визначається ступенем розбалансу між швидкістю утворення дефектів та їх анігіляцією у процесі спонтанної рекомбінації. При певному вигляді та інтенсивності опромінення накопичення точкових дефектів визначається стадією спонтанної рекомбінації дефектів та їх просторовим розподілом у каскаді. Просторове розподілення дефектів у каскаді таке, що щільність вакансій вище всередині (збіднена зона), а щільність міждоузельних атомів – на периферії каскаду. Створений просторовий розподіл дефектів є визначальним з погляду впливу радіаційних пошкоджень на властивості опромінених матеріалів. На ступінь накопичення дефектів певний вплив має природа металів та їх кристалічна структура. При однакових гомологічних температурах в ОЦК- і ГПУ - металах енергії міграції вакансій менше, ніж у ГЦК - металах (наприклад, при кімнатній температурі α-Fe EV m=0,5-1,3 еВ γ-Fe EV m=1, 0-1,6 еВ), що визначає більш інтенсивну спонтанну рекомбінацію дефектів в ОЦК-і ГПУ-металах. З іншого боку, у ГПУ – кристалах виявлено тенденцію до схлопыванию каскадів, тобто. до колективної миттєвої рекомбінації дефектів

Загальна кількість рухомих атомів і загальна кількість дефектів за наявності важкої домішки знижується, оскільки ця домішка поглинає енергію, витрачаючи її більшою мірою не так на зміщення, але в коливання. Крім того, важкі атоми сприяють збільшенню генерації міждоузельних атомів у центрі та зниженню їхньої кількості на периферії каскадної області. В результаті важкі легуючі атоми змінюватимуть умови миттєвої рекомбінації і призводять до зменшення розмірів каскаду порівняно з каскадом у нелігованому металі. Легкі атоми незначно впливають на кількість і розподіл радіаційних дефектів. Роль легуючих добавок (і легких та важких) на розвиток каскаду та миттєву рекомбінацію дефектів підвищується зі збільшенням температури опромінення. Однак підвищення температури впливає на наступній дифузійній стадії рекомбінації точкових дефектів – на стадії їх перерозподілу.

Дифузійна релаксація радіаційних дефектів - найважливіший і керований етап еволюції дефектів, їхньої поведінки. На цій стадії йде взаємна рекомбінація вакансій та міждоузельних атомів, поглинання дефектів стоками, утворення кластерів і великих скупчень дефектів, комплексів дефектів з домішковими атомами. Типова кластерна структура опроміненого матеріалу представлена ​​на рис. 7. Скупчення точкових дефектів та дислокаційні петлі – типові вторинні радіаційні дефекти, параметри яких (розміри, щільність, розподіл) залежать від природи та складу матеріалів, температурного поля та параметрів опромінення.

Анігіляція дефектів рахунок взаємної рекомбінації і догляду стоки посилюється зі збільшенням температури опромінюваного матеріалу. Через війну знижується концентрація дефектів у кристалічних ґратах, тобто. відбувається їхнє відпал. Ступінь повного відновлення вихідного стану опроміненого матеріалу залежить від типу і енергії бомбардуючих частинок, що визначають концентрацію дефектів, що вижили, і від присутності домішок, що стабілізують дефекти. Повне відновлення вихідного стану найлегше можна досягти при радіаційному відпалі, тобто. при високотемпературному опроміненні матеріалу, попередньо опроміненого за низької температури.

Стоками радіаційних дефектів можуть бути дислокації (включаючи петлі), пори, межі зерен та поділу фаз, інші протяжні дефекти структури. Значний вплив на концентрацію стабільних радіаційних дефектів мають легуючі елементи та домішки. Цей вплив проявляється через зміну енергії міжатомного зв'язку, тобто. енергії активації освіти та міграції точкових дефектів через вплив ефективності стоків, а також шляхом прямої взаємодії з дефектом.

p align="justify"> Найбільш ефективним етапом підвищення радіаційної стійкості матеріалів є вплив на поведінку радіаційних дефектів у процесі дифузійної стадії релаксації. На цій стадії можливе посилення взаємної рекомбінації дефектів та їх догляду на стоки, гальмування утворення скупчень дефектів, які мають найбільший вплив на зміну властивостей опромінених матеріалів.

Рис. 7. Типовий вид дислокаційних петель (а) та пір (б) в опромінених металах.

Радіаційне зміцнення

Радіаційне зміцнення представляє явище істотного збільшення характеристик міцності матеріалу при нейтронному опроміненні, обумовлене впливом радіаційних дефектів та їх скупчень на рух дислокацій. Вплив дефектів на дислокації проявляється у тому, що, перебуваючи всередині зерна, дефекти є центрами закріплення дислокацій та знижують ефективність дії дислокаційних джерел. Крім того, дефекти є бар'єрами, що перешкоджають руху дислокацій. В результаті опромінення призводить до значного скорочення здатності матеріалу до пластичного деформування та зміни ступеня деформаційного зміцнення. Під час опромінення поряд з зміцненням за рахунок введення радіаційних дефектів одночасно можуть протікати процеси зміцнення внаслідок старіння або розупорядкування через укрупнення міцної фази, що існувала, у вихідному матеріалі. Після великих флюєнсів опромінення радіаційне опромінення слід розглядати як сумарний ефект від різних ефектів, що зміцнюють.

Рис. 8. Зміна межі міцності (1), межі плинності (2), ударної в'язкості та відносного подовження (4) хромонікелевої сталі залежно від флюєнсу нейтронів (Тобл=80 про С).

Ефект радіаційного зміцнення виникає після інкубаційного періоду,

Відповідного невеликому (для сталі 5*1020 м-2) флюєнсу і досягає насичення при флюєнсі дещо вище (3-5)*1022 м-2. При цьому підвищується модуль пружності, межа міцності та плинності та знижуються пластичні властивості. Одночасно підвищується температура, за якої матеріали переходять із крихкого в пластичне. Ці зміни зазвичай накопичуються зі зростанням флюенсу нейтронів, причому швидкість накопичення їх поступово згасає (Рис.8).

Зі зростанням енергії нейтрону ефект радіаційного зміцнення збільшується, а з

збільшенням температури матеріалу, що навчається вище 0,25Тпл знижується і при T>0,6Тпл практично відсутні. Періодичний нагрівання матеріалу до високих температур може бути ефективним засобом усунення радіаційного зміцнення. Ефект радіаційного зміцнення залежить від елементного складу та структурного стану конструкційного матеріалу настільки, що в окремих випадках внаслідок процесів «перебудови», або радіаційного відпалу дефектів, запроваджених попереднім деформуванням, межа міцності матеріалу при опроміненні зменшується. Проте домішки застосування типу C, N2, O2 посилюють радіаційне зміцнення Fe, V, Nb, Ni та інших металів. З точки зору виключення різкої зміни характеристик міцності при опроміненні важливо контролювати склад домішок впровадження.

Радіаційне зміцнення металів – явище загалом не негативне, а

позитивний. Однак в умовах опромінення зміцнення спостерігається на тлі зниження

пластичності, тобто. відбувається радіаційне крихтіння матеріалів.

Радіаційне крихтіння

Щодо металів, складнолегованих сплавів та корозійно-стійких.

сплавам розрізняють радіаційне охрупчування низькотемпературне та високотемпературне. Низькотемпературному радіаційному крихтенню піддаються всі метали і сталі, особливо з ОЦК кристалічною решіткою в певному інтервалі температур. При цьому в процесі опромінення значно знижується відносне подовження, підвищується температура переходу із крихкого стану у в'язкий. У стали низкотемпературное охрупчивние при нагріванні вище 230оС знижується, а температурах вище 450оС мало змінюється, тобто. у процесі високотемпературного відпалу ефект оборотний. Негативна роль домішок полягає в утворенні зернограничних сегрегацій та зменшенні енергії меж зерен. В результаті полегшуються умови для утворення та розвитку зернограничних тріщин, основна причина низькотемпературного крихтіння. Як боротьба з ефектом використовується рафінування сталі, тобто. зменшення вмісту шкідливих домішок шляхом плавки у вакуумі, легування як із метою утримання шкідливих домішок усередині зерна як сполук, і виведення їх із зливка.

Високотемпературному радіаційному крихку піддаються тугоплавкі

метали, корозійностійкі сталі та нікелеві сплави при температурах вище 0,45Тпл. Особливостями цього ефекту є відсутність зв'язку з радіаційним зміцненням і незворотний характер падіння пластичності. Крихкання проявляється у вигляді зернограничного руйнування і тому властиво полікристалам, залежить від енергетичного спектру нейтронів (чутливістю до теплових нейтронів) та флюєнсу нейтронів. Зі збільшенням флюєнсу знижується температурна межа початку крихтіння. Структурний стан металу проявляється в тому, що ефект посилюється (пластичність падає) у міру укрупнення зерна.

Одна з основних причин порушення балансу міцності між тілом зерна та межами зерен – гелій, що утворюється під опроміненням (n, α)- реакції на Fe, Ni, Cr, N, B та інших елементах. Нагромаджуючись в опроміненому матеріалі та взаємодіючи з радіаційними дефектами та домішками в речовині, гелій утворює легкорухливі комплекси та бульбашки, як у тілі зерна, так і по кордонах. Найбільший вплив на крихтування гелій надає у випадках утворення бульбашок або клиноподібних тріщин по межах зерен, а зростання та коагуляція бульбашок (або тріщин) призводить до відносного послаблення кордонів. Роль гелію залежить від напруженого стануматеріалу. При низьких напругах гелій стабілізує зародки пір (скупчення вакансій), а при високих сприяє освіті та зростанню клиноподібних тріщин.

Найбільш ефективними способами боротьби з високотемпературним охрупчуванням може бути: подрібнення зерна, тобто. збільшення площі кордонів насіння; легування для створення дисперсних виділень усередині зерна (як місць закріплення гелію та продуктів ядерних реакцій, продуктів будови матеріалу; механіко-термічна та термомеханічна обробка).

Радіаційне розпухання матеріалу (свеллінг)

Розпухання, тобто. збільшення обсягу та зменшення щільності матеріалу в результаті опромінення високоенергетичними частинками, обумовлено різною рухливістю радіаційних точкових дефектів, що призводить до надлишку вакансій та утворення їх скупчень у вигляді пір в обсязі матеріалу, що опромінюється. Процес розпухання чутливий до умов опромінення і залежить від виду, флюенсу та інтенсивності потоку частинок, температури і структурно-фазового стану матеріалу, що опромінюється. Розпухання починається після певного інкубаційного періоду, протягом якого матеріал не розпухає і збільшується зі зростанням флюєнсу частинок.

Рис. 9. Залежність відносного обсягу пор в реакторних аустенітних сталях AISI 304 і 316 від інтегрального потоку нейтронів (E>0,1 МеВ) при температурі максимуму розпухання (а) і температури опромінення при Ф=5*1026 м-2 (б)

Інкубаційний рівень флюенсу у чистих металів (для Ni – це Ф=4*1021) м-2 менший, ніж у сплавів (для сталі 1026 м-2); залежність розпухання від температури має складний характер із максимумом при (0,4 – 0,45)Тпл, причому розпухання встановлено у широкому інтервалі температур від 0,25 до 0,55Тпл (Рис. 9б ) . При великих флюєнсах і високих температурах виникає другий максимум розпухання ( Рис.10).

Рис.10 . Температурна залежність розпухання чистого Nb і сплаву Nb-1% Zr, опроміненого іонами Ni+ (а), та відпаленої сталі 316 (б), опроміненої в реакторі до Ф=8*1026 м-2 (E>0,1 МеВ) (1 ) та 1,3*1027 м-2 (E>0,1 МеВ) (2)

Розпухання посилюється зі зростанням напруг, що розтягують σ в пружній області за залежністю:

ΔV/V=(ΔV/V)0(1+pσ)

де (ΔV/V)0 – розпухання ненапруженого матеріалу; р – константа. При збільшенні

напруги до σ>σ0,2 внаслідок зростання щільності дислокацій як стоків дефектів розпухання зменшується.

Процес розпухання істотно залежить від присутності в матеріалі газоподібних продуктів ядерних реакцій, наприклад гелію, оскільки газ стабілізує зародки пір, зменшуючи їх критичні розміри, збільшує густину місць зародження пір.

Шляхи зниження розпухання конструкційних матеріалів стосуються умов опромінення та зміни структурного стану матеріалів легуванням, механічною та термічною обробками. При виборі основи сплаву перевагу слід надавати дрібнозернистим

металів з ОЦК кристалічною решіткою. Важливо вибрати елементний склад сплаву з малим виходом (n,α) реакцію всіх елементах сплаву.

Легування повинне сприяти подрібненню зерна, зменшенню вмісту гелію, домішок впровадження, забезпечувати умови максимальної анігіляції радіаційних дефектів. Цьому сприяє введення в сплав елементів з атомним радіусом, меншим за радіус основних атомів. Наприклад, у сталях і нікелі позитивну роль відіграють легуючі добавки берилію і кремнію, атоми яких, перебуваючи в розчині, сприяють тяжінню міждоузельних атомів, перешкоджаючи тим самим утворенню петель міждоузельних атомів, і прискорюють рекомбінацію дефектів. Легуючі добавки з розміром атома більшим, ніж радіус матричного атома, захоплюють і утримують у розчині вакансії, перешкоджаючи зростанню пор. Таким чином діють Al, Ti і Мо, розчинені в нікелі, але їхня дія менш ефективна, ніж кремнію та берилію.

Легуючі елементи впливають на розпухання та через зміну енергії дефекту

упаковки, поверхневої енергії, коефіцієнтів дифузії дефектів та компонентів сплаву. Наприклад, що більша відмінність у парціальних коефіцієнтах дифузії компонентів, то менше розпухання. Дуже ефективна спільна добавка Si та Ti в аустенітну сталь.

Розпухання максимально у металів з d-електронною оболонкою, заповненою менш ніж наполовину (при 2, 3 і 5 електронах на d – оболонці), що свідчить про вплив електронного стану в металах на поведінку радіаційних дефектів.

Позитивну роль придушенні розпухання грають малі кількості домішок

впровадження. Вони впливають на розподіл та концентрацію точкових дефектів, змінюють рівноважну концентрацію вакансій. Так, зі зростанням атомної концентрації фосфору понад 0,05% розпухання починає помітно знижуватися. Деяке зниження розпухання спостерігається із введенням у сталі бору з атомною концентрацією 0,005%, однак у зістарених сталях ефект зворотний.

Домішки впровадження при оптимальній концентрації сприяють прискоренню рекомбінації вакансій та домішкових атомів, отруюють пори як стоки вакансій, дислокаційні петлі та дислокації, гальмуючи переміщення останніх. До малораспухающих відносяться феритні і феритно-мартенситні корозійно-стійкі сталі, сплави тугоплавких ОЦК-металів, сплави ГПУ - металів.

Радіаційна повзучість

В умовах опромінення відбувається прискорення звичайної (термічної) повзучості

навантажених конструктивних елементів ЯЕУ, що призводить до їхньої формозміни: подовження та вигину. Важливу роль радіаційна повзучість грає за відносно низьких температур (менше 0,45Тпл), причому за нормальної температури 0,5Тпл і від основну роль відіграє термічна повзучість. Дуже небажані наслідки у формозміні конструктивних елементів ЯЕУ можуть статися внаслідок спільної дії розпухання та повзучості. Як видно на рис.11, шестигранний чохол ТВС реактора на швидких нейтронах збільшується в розмірі і грані вигинаються.

Рис.11.Спільна дія радіаційної повзучості та розпухання, що призводить до формозміни оболонки ТВС

Наслідком радіаційно-прискореної повзучості є суттєве зниження (на відміну короткочасної повзучості) тривалої міцності матеріалів під впливом опромінення. Радіаційна повзучість відбувається внаслідок ковзання та переповзання дислокацій. Роль опромінення проявляється подвійно. З одного боку, радіаційні дефекти та їх скупчення гальмують рух дислокацій. З іншого боку, точкові радіаційні дефекти сприяють переповзанню крайових дислокацій, прискорюючи деформацію. Внесок радіаційних дефектів у прискорення повзучості є суттєвішим, ніж у уповільнення через гальмування руху дислокацій. Методи зменшення радіаційної повзучості аналогічні шляхам зниження розпухання, заснованим на легуванні сплаву (сталі) з метою отримання твердих розчинів (заміщення та впровадження), формування рівномірного розпаду твердого розчину та розподілу дисперсних частинок другої фази, подрібнення зерна та регулювання рівня шкідливих.

Радіаційне зростання

Під явищем радіаційного зростання розуміється анізотропна зміна розмірів

кристалів в умовах опромінення без застосування зовнішнього навантаження. Явище радіаційного зростання властиве анізотропним матеріалам, наприклад, урану, цирконію, графіту, при великих флюенсах і матеріалах з кубічними гратами, наприклад, корозійно-стійкої сталі. Залежність радіаційного зростання металів від флюенсу носить складний характер, що свідчить про зміну механізму зростання збільшенням флюенсу. Крім того, в процесі опромінення релаксація макронапруг у холоднодеформованих зразках, зміна щільності металу в початковий момент опромінення, що впливає на розвиток радіаційного зростання. При високій температурі монокристал росте інтенсивніше полікристалу. ГПУ метали, наприклад цирконій, подовжуються вздовж осі і скорочуються вздовж осі с.

Методи боротьби з радіаційним зростанням, обумовленим накопиченням точкових

дефектів внаслідок утворення окремих пар Френкеля повинні включати об'єднання і виключати роз'єднання потоків вакансій і міждоузельних атомів. Це можливо збільшенням рухливості вакансій, наприклад, шляхом підняття температури металу, що опромінюється, або зниженням рухливості міждоузельних атомів (утриманням їх у решітці), наприклад, шляхом легування елементами з атомним радіусом, меншим матричного.

Структурно-фазові зміни (радіаційно-стимульована дифузія)

Утворення в опромінених матеріалах точкових радіаційних дефектів, і перш за все вакансій, переводить матеріал як термодинамічну систему в новий стан – більш менш стабільний щодо існуючого метастабільного стану. Роль опромінення проявляється в інтенсифікації процесів дифузії внаслідок утворення точкових дефектів, що знижують енергію активації дифузії, у насильницькому переміщенні атомів у кристалічній решітці внаслідок атом-атом зіткнень (атомів віддачі), у зміні елементного складу за рахунок ядерних реакцій. Наприклад, перехід сплаву метастабільний стан може статися в результаті руйнування частинок другої фази в каскаді атомних зіткнень, що призводить до зменшення її радіусу до величини менш критичної за цих умов.

Залежно та умовами опромінення прискорення дифузії може становити кілька порядків. Дані щодо дифузії міді в алюмінії ( Табл.5) свідчать, що основна зміна коефіцієнта дифузії відбувається при відносно низькотемпературному опроміненні (<0,3Tпл); высокотемпературное облучение (>0,5Тпл) не впливає на дифузію у металах.

Табл . 5. Радіаційно-стимульована дифузія Cu в Al при опроміненні нейтронами

(> 1,0 МеВ).

При опроміненні протікають радіаційно-прискорені процеси, наприклад розпад твердих розчинів, впорядкування, зростання зародків другої фази, і радіаційно-індуковані процеси, наприклад сепарація і сегрегація елементів, утворення другої фази, формозміна (через розчинення) частинок другої фази, в порядку лежать дифузійні процеси. В результаті роль опромінення проявляється при утворенні атомних скупчень, розчиненні та формозміні другої фази, розпаді старих та утворенні нових сполук, упорядкуванні-розупорядкуванні та в інших випадках.

Зниження енергії бомбардуючих частинок їх інтенсивності та флюєнсу будуть

сприяти зменшенню дестабілізації структури, за винятком утворення дефектів типу збідненої зони безпосередньо в каскаді. Методами легування можливе гальмування розвитку каскаду і, отже, зниження кількості радіаційних дефектів, можливе посилення їхньої рекомбінації. Стабільність виділень частинок другої фази може бути забезпечена гальмуванням процесу їх розчинення внаслідок викиду атомів (атомів віддачі) через межу розділу, часткового розпорядження ланцюжками замісних зіткнень і радіаційно-стимульованої дифузії. Найбільш ефективним впливом на дифузійні процеси є легування металу елементами, що збільшують енергію зв'язку атомів. В цьому випадку стабільність фазового та структурного (упорядкування) станів можна дещо підвищити.