Физика/2.физика твердого тела

Д.ф.-м.н. Мукашев К.М.

Казахский национальный педагогический университет им. Абая

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ПРОТОНОВ ВЫСОКОЙ ЭНЕРГИИ С ДИСЛОКАЦИОННОЙ СТРУКТУРОЙ МЕТАЛЛОВ

Как известно, дефекты деформационного и радиационного происхождения в металлах в основном имеют сложную структуру. Для получения более полной картины о природе и поведении этих дефектов в исследуемых материалах нужна информация о локальных характеристиках электронов, в частности, о плотности и импульсном распределении последних в области структурных нарушений. Наиболее перспективным в плане избирательности является метод, основанный на использовании явления электронно-позитронной аннигиляции (ЭПА), позволяющий глубже и всесторонне изучить и понять физические явления, как с точки зрения единичных точечных дефектов, так и комплекса связанных состояний «атом примеси – вакансия», без разрушения исследуемого материала [1]. Особый интерес представляет взаимодействие дефектов дислокации и дефектов радиационного происхождения. Для исследования этих явлений в качестве объектов исследований были использованы иодидный Ti и его бинарные сплавы с Sn, подвергнутых холодной пластической деформации и облучению протонами.

С этой целью, иодидный титан особой чистоты (99.99 %) сплавлялся с Sn в определенной концентрации. Обеспечение гомогенности сплава достигалось многократной переплавкой слитков. (до пяти-шести раз), которые затем прокатывались при температуре 900°С до полосы толщиной 1 мм и 2 мм и отжигались в вакууме 10^-5 Па при температуре 900°С в течение 2-х часов. Из полосок толщиной один миллиметр готовились образцы, имеющие исходное, отожженное состояние; полоски толщиной 2 мм повторно подвергались пластической деформации e = 50 % прокатыванием при комнатной температуре. По контрольным образцам методами химического и спектрального анализов определялось истинное содержание компонентов в материале. Облучение образцов протонами с Е=30 МэВ до флюенсов 5·10¹⁵ и 2,5·10¹⁶ см^-2 проводилось на изохронном ускорителе У-150 в воздушной атмосфере с охлаждаемым водой основанием и принудительным обдувом образца парами жидкого азота. При интенсивности заряженных частиц (1,5 ÷2)·10¹² см^-2с^-1 температура образца не превышала 60-70°С. Облучению протонами подвергались образцы, имеющие исходное отожженное и деформированное на e = 50 % состояния с целью выяснения не только роли легирующих примесей, но и предыстории материала в формировании конечной дефектной структуры сплавов. При этом все изучаемые образцы облучались фактически на «прострел», поскольку толщина образцов в 1 мм была недостаточна для обеспечения их полного торможения.

Исследование проводилось методом измерения углового распределения аннигиляционных фотонов (УРАФ), который позволяет получать информацию о функции распределения электронов в импульсном пространстве. При покоящемся позитроне импульс аннигиляционных фотонов определяется импульсом электрона, с которым провзаимодействовал позитрон. Последний для идеального газа электронов распределен равномерно по всей сфере Ферми. Измерение УРАФ сводится к выбору тонкого слоя сферы на расстоянии P_z от его центра, расположенного перпендикулярно этой компоненте импульса (рисунок 1а). Площадь этого круга пропорциональна разности квадратов и определяет вероятность аннигиляции позитронов в интервале углов ¸. Иначе говоря, спектр угловой корреляции N(q) представляет перевернутую параболу, которая обращается в нуль в точках пересечения кривой с осью абсцисс при q = q_F, соответствующих граничному импульсу Ферми P_F=m_оc·q_F.

Данное распределение математически может быть описано уравнениями вида: для . Это распределение обращается в нуль за пределами P_F и q_F, соответственно. Если сравнить теоретически рассчитанный спектр УРАФ для валентных электронов каждого отдельно взятого металла и экспериментально измеренного, то можно легко установить достаточно заметное отличие их между собой, особенно за пределами центральной параболической части. Поэтому принято считать, что для любого исследуемого материала экспериментальные спектры УРАФ можно разложить по крайней мере на две составляющие: центральную параболу и так называемый «хвост», представляющий собой широкое угловое распределение фотонов. Параболическую составляющую спектра УРАФ в противовес широкой компоненте называют «узкой». Природа «широкоугловой» компоненты УРАФ обусловлена взаимодействием валентных электронов с ионной решеткой, вследствие чего состояние последних не соответствует граничному импульсу P_F и оказывается «размазанным», а также аннигиляцией позитронов с электронами ионного остова, обладающими импульсом, значительно превышающим фермиевский. Благодаря туннельному эффекту позитрон может взаимодействовать с внешними электронами ионного остова, что является причиной возникновения в спектре угловых распределений широкой компоненты, соответствующей импульсам электронов, отличных от валентных. Закономерности УРАФ в этом случае достаточно корректно описываются функцией Гаусса: , где q_g-параметр гауссианы, который определяет глубину проникновения волновых функций позитрона в ионный остов [1]. Исходя из этого, общую кривую УРАФ для любого материала в первом приближении можно представить в виде:

Нормирующий множитель f(q) в этом уравнении принимает только следующие значения:

а)	б)
Рисунок 1-Сечение поверхности Ферми для газа свободных электронов (а) и схема линейно-щелевой геометрии с разложением импульса е^--е^+-пары на компоненты (б)

Постоянные множители N_p(0), N_g(0) и N₀ в уравнении определяют, соответственно, интенсивности параболы, гауссианы и уровень фона случайных совпадений. Зная значение общей площади под всей кривой , можно вычислить вероятность аннигиляции позитронов со свободными электронами:

Результаты этих исследований представлены в таблице 1, где приведены значения вероятности W_P аннигиляции позитронов с электронами проводимости материала. Анализ результатов эксперимента показывает, что для исходного состояния материалов повышение концентрации легирующих элементов слабо влияет на характер аннигиляции.

Если принять значение аннигиляционного параметра W_P, соответствующего деформированному на e = 50% состоянию сплавов, как насыщающее, то полученные результаты для облученных протонами сплавов из отожженного состояния свидетельствуют о том, что в этих материалах отсутствует факт стремления параметра W_P к насыщению в пределах достигнутого уровня флюенса – 2,5·10¹⁶ см^-2. Увеличение аннигиляционного параметра в зависимости от флюенса характеризует соответствующий рост концентрации радиационных дефектов в структуре материалов. Наибольшее повышение концентрации позитронных ловушек в результате протонного облучения обнаруживают сплавы, содержащие в 1,2 и 7,6 ат.% Sn, т.е. именно эти сплавы проявляют определенную нестабильность к воздействию радиации.

Таблица 1- Вероятность аннигиляции позитронов в облученных протонами

и деформированных сплавах титана

Состав сплавов, ат.%.	Состояние материалов
	Отожж.	Дефор. e=50%	Флюенс протонов, Е=30 МэВ
			5·10^15 см ^–2		2,5·10^16 см ^–2
			После отжига	После e=50%	После отжига	После e=50%
Ti	0,22	0,38	0,30	0,41	0,42	0,45
Ti-1,2 Sn Ti-2,5 Sn Ti-4,3 Sn Ti-6,2 Sn Ti-7,6 Sn	0,25 0,22 0,26 0,27 0,26	0,44 0,39 0,41 0,41 0,43	0,36 0,29 0,28 0,34 0,30	0,32 0,34 0,37 0,33 0,36	0,38 0,31 0,38 0,37 0,41	0,36 0,38 0,40 0,46 0,41
Погреш. ±	0,02	0,02	0,02	0,02	0,02	0,02

Анализ результатов облучения сплавов до флюенса 5·10¹⁵ см^-2, имеющих предварительно деформированное состояние, свидетельствует о возникновении совершенно противоположной картины. Вероятность аннигиляции позитронов практически для всех изученных сплавов данной системы принимает в этом случае заметно меньшие значения, чем до облучения. Эту тенденцию она сохраняет при повторном облучении до флюенса 2,5·10¹⁶ см^-2, что свидетельствует о значительной роли предыстории материала и природы легирующей примеси в образовании структурных нарушений в результате протонного облучения. Первоначальное снижение вероятности аннигиляции позитронов W_P в результате протонного облучения деформированных материалов, вероятно, связано с соответствующим падением эффективности структурных нарушений, созданных в результате пластической деформации, к захвату позитронов. Последующее повышение W_P, очевидно, вызвано возможной радиационно стимулированной перестройкой дислокационной структуры сплавов в результате протонного облучения. Данное обстоятельство в какой-то степени может быть уточнено определением значения параметра конфигурации R_с для одного и того же материала при различных ситуациях, в том числе после пластической деформации и протонного облучения из отожженного и деформированного состояний [2].

Так, например, для сплава Ti-7,6 ат.% Sn в результате протонного облучения до флюенса 5·10¹⁵ см^-2 конфигурационный параметр принимает значение R_С1 = 1,77±0,05, что заметно выше его значения для термических вакансий, равного R_С = 1,50 [2,3]. Пятикратное повышение флюенса протонов практически не вносит заметного изменения в значение параметра R_С. Следовательно, наблюдаемое при этом увеличение аннигиляционного параметра W_P с 15 до 63 % в основном связано соответствующим ростом концентрации радиационных дефектов в сплаве. В результате пластической деформации параметр конфигурации принимает значение R_С2 = 2,37±0,05> R_С1, что несколько выше, чем для расплавленного металла R = 2,04 [2]. Действительно, дислокационная структура, характерная для деформированного состояния материала, должна отличаться от радиационно созданной. В результате последующего облучения этого сплава из деформированного состояния конфигурационный параметр принимает некоторое промежуточное значение R_С3 = 1,85±0,05<R_С2, свидетельствуя о существовании определенных различий между структурами сплава, созданными при различных внешних условиях. Но, тем не менее, в любом случае они носят вакансионный характер, о чем свидетельствуют результаты расчета импульса Ферми.

Для установления истинного положения о характере структурных нарушений в изучаемых материалах, были проведены отжиговые исследования последних. Причем, эти исследования необходимо было провести так, чтобы исключить вероятные противоречия в трактовке полученных данных и в то же время получить максимум информации при высокой экспрессности. Суть проведения изохронного отжига методом ЭПА основана на возврате кривой УРАФ для дефектного материала до отожженного состояния. При этом процессы, имеющие низкую энергию активации Е_а, протекает раньше, а те, которые обладают более высоким значением Е_а, - при повышенных температурах. В результате этого обычно устанавливается стадии отжига дефектов и определяется соответствующая им энергия активации Е_а. Для отжиговых исследований были выбраны Ti и его сплав Ti – 7,6 ат.%Sn, подвергнутые всем трем рассмотренным видам внешних воздействий. Результаты этих исследований отражены на рисунке-2 (а и б) в виде кривых изохронного отжига, соответственно. Здесь же, в каждом случае для установления природы структурных превращений приведены кривые отжига деформированных материалов, полученные ранее.

Сравнение результатов отжига для всех состояний материалов позволяет сделать весьма важные выводы о некотором перераспределении дефектов в кристаллической структуре, подвергнутой комбинированной обработке. Для Ti в результате облучения протонами до флюенса 2,5·10¹⁶ см^-2 из деформированного состояния в области температур от 60°С до 220°С наблюдается ярко выраженная низкотемпературная стадия (рисунок 2а, кривая 2). Такое аномально низкое значение температуры начала восстановления свойств дефектных металлов было обнаружено впервые. Оно возникло как результат трансформации, эволюции и перераспределения исходной дефектной структуры, созданной сильной пластической деформацией, под действием мощного протонного излучения. Данная стадия, как по форме, так и по интервалу температурной области проявления, значительно отличается от соответствующей стадии кривой отжига для деформированного титана (кривая 1). Изменение скорости счета в максимуме спектра УРАФ при этом составило DN₁=11% в отличие от DN=5 %, полученного в результате отжига деформированного титана. Кроме того, в интервале температуры 330°С-360°С наблюдается вторая, высокотемпературная стадия, для которой DN₂ = 2,5%. При этом значения энергии активации миграции дефектов по стадиям приняли значения Е_а1 = 1,21 эВ и Е_а2 = 1,93 эВ, соответственно. Если исходить из результатов отжига деформированного Ti с параметром Е_а1 = 1,43 эВ, то в данном случае мы имеем дело, вероятно, с более простыми, точечными вакансионными дефектами. Значение Е_а2 = 1,93 эВ с точностью до второго знака совпадает с аналогичным параметром для деформированного Ti. Подобное обстоятельство еще раз свидетельствует в пользу предположения об эволюции дислокационной структуры и частичной ее трансформации в вакансионную.

1 - деформированное на e = 50%; 2 - облученное протонами из деформированного состояния; 3 - то же из отожженного состояния. Рисунок 2-Кинетика отжига Ti (а) и сплава Ti – 7,6 ат. % Sn (б), подверженных различным воздействиям.

Для деформированного сплава Ti–7,6 ат.%Sn характерной была кривая отжига с двумя явно выраженными стадиями возврата свойств (рисунок 2б, кривая 1). Облучение этого материала протонами приводит к стиранию резкой границы раздела между стадиями (кривая 2), которые плавно переходят одна в другую, занимая единой температурный интервал от 150 до 450°С с присущим для этого случая значением Е_а = 1,60 эВ, которая, вероятно, соответствует некоторому более сложному комплексу, созданному радиационно-стимулированным процессом, протекающим в материалах в результате протонного облучения, имеющему вакансионно-примесную и одновременно дислокационную структуру.

Облучение Ti и его сплава с Sn из отожженного состояния сопровождается образованием в структуре материалов дефектов с одной стадией возврата (кривая 3). Значения температуры начала возврата свойств для этих материалов практически совпадают и находятся в области 140 - 150°С. Полный отжиг структурных дефектов в Ti завершается при температуре ~250°C, тогда как для сплава он затягивается до температуры 300 - 320°С. Высота изменения скорости счета при отжиге как для Ti, так и для сплава в этом случае значительно выше соответствующей характеристики для первой стадии отжига Ti, имеющего деформированное состояние. Это свидетельствует о решающей роли высокоэнергетических протонов в образовании структурных нарушений вакансионного характера перед пластической деформацией. Однако, в отличие от деформационных дефектов, где первая стадия отжига связана с уходом вакансионных дефектов, облучение сплава заряженными частицами, очевидно, создает более сложные конфигурации типа вакансионно-примесных комплексов. В пользу этой точки зрения говорит тот факт, что, с одной стороны, данной стадии соответствует значение Е_а = 1,42 эВ, с другой - полное восстановление его свойств завершается при более высокой температуре, чем для иодидного титана.

Заключение. Таким образом, присутствие в исходной структуре материала деформационных дефектов и легирующих элементов приводит к значительному изменению спектра радиационных повреждений. Роль исходных дефектов в радиационном повреждении сплавов титана в результате облучения протонами с энергией 30 МэВ проявляется в эволюции, трансформации (расщеплении) и перераспределении исходных дислокационных дефектов.

Литература

1. Мукашев К.М. Физика медленных позитронов и позитронная спектроскопия. Алматы, 2010. 508 стр.

2. Mantl S., Triftshauser W. Defect annealing studies of metals by Positron annihilation and

electrical resistiving measurements // Phys. Rev. В. 1978, - Vol. F17, N4. - P. 1645 - 1652.

3. Triftshauser W. Positron trapping in Solid and liguid metals // Phys. Rev. B. 1975. - Vol. 12,

N11. - P. 4634 - 4639.