Масоперенесення в металічних системах на основі Fe, Cu І Al при імпульсному та інтенсивному опроміненні іонами (стр. 3 )

Використовувалося широкоапертурне іонно-електронно-плазмове джерело, яке описане в роботі [94].

Підключення до імпульсного трансформатора Тр, що живив вакуумний дуговий розряд, як слабострумного формуючого кола (Ig ≤ 60 A, τи ~ 200 мкс), так і ємкості накопичення (Ig ≤ 2000 A, τи ~ 1500 мкс), а також керований роздільний запуск тиристорів (f ≤ 50 Гц) дозволяє на заземленій мішені площею близько 300 см2 без розгерметизації вакуумної камери реалізувати такі режими роботи [95] (див. рис. 2.1):

1. При одночасному запуску теристорів Д2, Д3, Д4 здійснити імплантацію іонів з енергією Е1 ≤ 100 кеВ, τи ~ 200 мкс, f = 50 Гц, I ~ (0,3-0,8) A. Вказані параметри забезпечують на всій площі мішені набір дози 1017 см-2 за час (5-15) хв;

2. При одночасному запуску Д1, Д3 здійснюється осадження на мішень низькоенергетичної плазми зі швидкістю росту покриття ~ (50-300) нм/хв;

3. При імпульсно контролюючому запуску Д1, Д3, або Д2, Д3 Д4 здійснюється чергування режимів плазмового осадження і іонної імплантації;

4. При одночасному запуску Д1, Д3 Д4 на початку кожного імпульсу (доки Ig ≤ 60 A) генерується високоенергетичний потік іонів з переходом без розриву в часі до режиму плазмового осадження. Змінюючи величини С4, С5 та Ig можна змінювати співвідношення в кожному імпульсі товщини осаджуваного шара (~0,1 нм)

Рис. 2.1. Схема широкоапертурного іонно-електронно-плазмового джерела [95]:

П – підпалюючий електрод;

І – керамічний ізолятор;

К – дисковий (багатошаровий) витратний катод;

А – анод;

ВЕ – витягуючий електрод;

КОЛ – охолоджуваний колектор;

ПК – пульт керування.

і дози імплантації (~1012 см-2). В цьому режимі на початку кожного імпульсу відбувається зачищення поверхні від газової плівки, перемішування нанесеного попереднім імпульсом шару плівки і без розриву в часі наступне осадження іонів з плазми на чисту, активовану поверхню.

Джерело, схема якого приведена на рис. 2.1, має великі функціональні можливості.

2.2.2. Використання магнітноізольованого діода. При опроміненні зразків потужним пучком іонів (ПІП) використовувався прискорювач «Тонус» і «ТЕМП» (Томский політехнічний університет, НДІ ядерної фізики) з використанням магнітоізольованих діодів (графіт). Для одержання пучка в схемі прискорювача був задіяний двохімпульсний режим роботи діода [96]. В експериментах використовувались також два катоди, плоский – з максимальною густиною струму до 50 А/см2 і фокусуючий катод, який дозволяв змінювати густину струму від 50 до 250 А/см2. На рис. 2.2 наведені залежності густини енергії від відстані, між анодом та мішенню: а – по осі z і б – по осі y.

Рис. 2.2. Залежність густини енергії від відстані між анодом та мішенню: а – по осі z; б – по осі y

Використовувався пучок ПІП з таким складом: близько 30% С+ і 70% Н+. Для отримання більш однорідного пучка і рівномірного розподілу втрат енергії за глибиною пучок С+ відсікався поліетеленовою плівкою. Для діагностики експериментів використовували пояс Роговського та калориметр, а також осцилограми струму і напруги для визначення параметрів пучка. В окремих експериментах використовували також діагностику для вимірювання амплітуди ударної хвилі, спеціальними датчиками [97].

2.3. Методи аналізу

2.3.1. Резерфордівське зворотне розсіювання. При зворотному розсіюванні Резерфорда моноенергетичні частинки пучка зіштовхуються з атомами мішені, розсіюються назад і влучають в детектор-аналізатор, що вимірює енергії частинок. При зіткненні енергія передається від частинки, що рухається нерухомому атому мішені. Зменшення енергії розсіяної частинки залежить від її маси і маси атома мішені. Це і дозволяє ідентифікувати атом мішені.

Кінематика пружного зіткнення двох ізольованих часток може бути повністю вивчена за допомогою законів збереження енергії і імпульсу [98]. Нехай налі-таюча частинка масою М1 має швидкість v і енергію Е0 (Е0=М1v2/2), а атом мішені М2 покоїться. Після зіткнення значення швидкостей v1 і v2 і енергій Е1 і Е2 налітаючої частинки і атому мішені визначаються кутом розсіювання θ і кутом віддачі φ.

Відношення енергій налітаючої частинки у випадку М1 < M2, визначається виразом:

. (2.1)

Це відношення енергій К=Е1/Е0, що називається кінематичним чинником, показує, що енергія після зіткнення визначається тільки масами частинок і кутом розсіювання.

При зворотному розсіюванні на кут 1800 співвідношення енергій досягає свого мінімального значення, рівного:

, (2.2)

При рівності мас М1=М2 частинка, що налітає, зупиняється після зіткнення, передавши всю енергію атому мішені, – випадок, добре відомий в більярді. Для θ = 180о енергія Е2, передана атому мішені, досягає свого максимального значення. Загальне співвідношення має вигляд:

. (2.3)

Потрібно відзначити, що при доведенні формули Резерфорда для перетину розсіювання припускається, що силовий центр нерухомий і фіксований. Однак реальні виміри проводяться в лабораторії, тому необхідно знати відповідні перетворення.

На практиці, коли мішень містить два типу атомів, маси яких розрізняються на невелику величинуМ2, геометрія експерименту вибирається таким чином, щоб отримати можливо більшу різницюЕ1, що вимірюється після розсіювання енергії Е1. Зміна М2 (при фіксованій масі М1 < M2) супроводжується максимальною зміною К у випадку θ = 180о. Тому напрямок θ = 180о є найкращим для розміщення детектора (на практиці вибирають θ = 170о із-за кінцевих розмірів детектора). Саме така схема експерименту дала методу назву спектрометрії зворотного розсіювання.

Можливість розподілу двох типів атомів мішені, маси яких розрізняються на малу величину М2, визначається спроможністю вимірювальної системи розрізняти малі різниці Е1 енергією розсіяних назад частинок. Більшість пристроїв по зворотному розсіюванню іонів 4Не з енергією порядку мегаелектронвольт оснащена поверхньо-бар'єрними напівпровідниковими детекторами для виміру енергетичного спектру зворотно розсіяних частинок. Детектор спрацьовує при генерації налітаючою частинкою безлічі електронно-діркових пар в чутливій області замкнутого зворотною напругою діода Шотткі. Статистичні флуктуації числа електронно-діркових пар породжують розпливання вихідного каналу, що обмежує роздільну здатність приладу. За допомогою звичайних електронних систем можна отримати для іонів 4Не з енергією в діапазоні мегаелектронвольт енергетичний дозвіл порядку (10-20) кеВ, означене по повній ширині сигналу на половині його висоти (скорочення від англ. Full Width at Half Maximum). Наприклад, зворотне розсіювання іонів 4Не з енергією 2.0 МеВ дозволяє визначити ізотопи з масами до 40 а. о.м. (наприклад, хлору). Для мішені з елементів з атомними масами порядку 200 енергетична роздільна здатність складає близько 200, що призводить до неможливості розрізняти атоми елементів, що знаходяться між 181Та і 201Hg.

Для дослідження елементного аналізу використовувались методи РЗР, що реалізувалися на пристрої ЕСТ-2,5. Для прискорення використовувались іони Не+. Кут між мішенню і пучком іонів складав φ=60о , а кут розсіювання θ=170о Детектор мав дозвіл 25 кеВ. Для одержаних профілів елементів використали програму обробки, добре описану в роботі [99].

2.3.2. Конверсійна електронна мессбауерівська спектроскопія (КЕМС).

Для дослідження структурно-фазових перетворень при іонній імплантації був використаний метод мессбауерівської спектроскопії з реєстрацією конверсій-них електронів. При русі джерела за рахунок ефекту Допплера відбувається зміна частоти g-квантів, а, отже, їхньої енергії. Якщо квант має енергію точно співпада-ючу з енергією збудження ядерного рівня, то відбувається ефективне поглинання кванта. Таким чином, залежність інтенсивності випромінювання, що пройшло від швидкості джерела прямо відображає структуру ядерних рівнів ядра заліза в до-сліджуваному зразку. Структура ж ядерних рівнів залежить від кристалічної структури і найближчого оточення в якому знаходиться ядро заліза. Наприклад, у мартенситному стані у ядра заліза спостерігається шість рівнів, а в аустенітному тільки один. Таким чином, отримувана в експериментах тонка структура ядерних рівнів несе інформацію про структурно-фазовий склад досліджуваних зразків. Для дослідження структурно-фазового складу використовувалася методика з реєстрацією конверсійних електронів, суть якої полягає в наступному. Гама-квант поглинається ядром заліза. Із збудженого стану в основний ядро переходить з імовірністю 20% випромінення конверсійного електрона, який реєструється газорозрядним детектором. Енергія конверсійного електрона складає 9,4 кеВ, а його пробіг 100 нм, отже, інформацію про структурно-фазовий склад у цьому методі дає поверхневий шар товщиною порядку 100 нм.

Найпростіший спектр поглинання – одиночна лінія лоренцівської форми, що описує ймовірність безфононних переходів у кристалі при швидкості vi [100]

, (2.4)

де e(d) – ефект при = d;

d – положення центра ваги лінії відносно початку відліку, що може бути обране довільно.

Якщо резонансні ядра взаємодіють з електричними або магнітними полями, (2J +1) – кратне виродження енергетичних рівнів (J -спін ядра) цілком або частково знімається, і спектр поглинання являє собою суперпозицію декількох ліній – спостерігається надтонка структура. Для нескінченно тонких поглиначів ширина лінії спектра дорівнює 2Г0 (Г0 – природна ширина лінії), якщо відсутні електричні і магнітні поля на резонансних ядрах. На ширину лінії впливають дефекти кристалічної решітки, так для ліній мессбауерівських спектрів твердих розчинів заміщення і проникнення характерне концентраційне розширення, викликане зміною умов резонансного поглинання g- квантів ядрами, які мають різне оточення.

Енергія резонансного переходу залежить від електростатичної взаємодії ядра з атомними електронами, які оточують його. Якщо ядра мессбауерівських атомів у джерелі і поглиначі знаходяться в однакових умовах, то ослаблення інтенсивності випромінювання, яке реєструється, буде максимальним при нульовій швидкості їхнього відносного руху. Відсутність хімічної ідентичності може бути пов'язана з розходженням валентного стану мессбауерівських атомів у джерелі і поглиначі. Це обумовлює різну зміну енергії їхніх ядерних рівнів, а отже, і зрушення центра ваги резонансного спектра.

Ядра зі спіном 0 і 1/2 мають сферично симетричну форму і їхній електричний квадрупольний момент дорівнює нулю. У ядер зі спіном J > l/2 (для 57Fe у збудженому стані J = 3/2 і квадрупольний момент θ = 0,285), що знаходяться в полі з аксіально симетричним градієнтом eq, взаємодія квадрупольного момента з градієнтом електричного поля приводить до розщеплення рівня ядра на підрівні.

У цьому випадку повне розщеплення ядерного рівня зі спіном J = 3/2 визначається виразом:

, (2.5)

де (1 – g¥) – фактор екранування, що дозволяє врахувати вплив частково заповнених оболонок мессбауерівського атома на градієнт електричного поля eq';

- константа квадрупольної взаємодії компонент надтонкої структури ядра.

Градієнт електричного поля, обумовлений навколишніми біля мессбауерівського атому зарядами іонів, не дорівнює нулю, якщо симетрія оточення атома нижче кубічної. При значному розщепленні рівня (ЕQ >> Г) спектр поглинання являє собою добре розділений дублет.

Оскільки градієнт електричного поля знижується із зменшенням відстані пропорційно 1/R3, найбільший вплив на його значення роблять іони найближчого оточення.

Взаємодія магнітного моменту ядра m з магнітним полем на ядрі, створюваним електронами атома, призводить до зняття виродження атомних рівнів як основного, так і збудженого станів. Розщеплення і правила добору для магнітних дипольних переходів у випадку 57Fe (Dm=0, ±1) призводять до виникнення в мессбауерівських спектрах магнітно-впорядкованих речовин шести окремих ліній поглинання (ядерний ефект Зеємана).

Експерименти проводилися на мессбауерівському спектрометрі фірми "Wissel" з набором на багатоканальному аналізаторі. Джерелом g-квантів служив 57Со у матриці Сr. Як детектор конверсійних електронів використовувався плоскопараллельный газорозрядний лавинний детектор, одним з електродів якого був досліджуваний зразок. Обробка спектрів проводилася за спеціальною програмою "Sіrіus" [100,101].

2.3.3. Доплерівське уширення анігіляційного піка. Дослідження дефектної структури зразків проводилося з використанням методу анігіляції повільних позитронів. Проводилися виміри залежності S-параметра доплерівського уширення аннігіляційного піка (ДУАП) від енергії позитронів [102].

В наших експериментах досліджуваний зразок опромінюється позитронами, які з'являються в результаті b+ - розпаду від радіоактивного джерела 58Со у матриці хрому. За час порядку 10-12 с позитрон термалізується, оскільки анігіляція швидкого позитрона досить малоймовірна, а потім, при зустрічі з електроном аннігілює з утворенням двох гама-квантів, (поскільки більша кількість гама-квантів утворюється рідко).

Оскільки при анігіляції виконуються закони збереження, характеристики анігіляційного випромінювання залежать від імпульсного розподілу електронів, а враховуючи, що електрони підкоряються статистиці Фермі-Дірака, то і від їхньої густини в місці аннігіляції.

Імпульс електрон-позитронної пари цілком визначається імпульсом електрона, а оскільки теплова енергія позитронів на порядок менша у порівнянні з енергією електрона, відбувається зсув частоти випромінених гама-квантів у відповідності з ефектом Допплера. Зі збільшенням імпульсу розширюється енергетичний діапазон гама-квантів. При сумарному імпульсі, рівному нулю, гама-кванти мали б енергію в 511 кеВ. Час життя позитрона після термалізації складає 10-10с, і він дифундує в речовині та ефективно захоплюється структурними дефектами (вакансії, дивакансії, дислокації, кластери і пори).

Слід зазначити, що імпульсний розподіл електронів у структурно-досконалих ділянках і в області дефектів різні. Підвищення дефектності кристалу призводить до звуження енергетичного розподілу анігіляційних фотонів.

Відношення кількості позитронів, що аннігілюють зі слабо зв'язаними електронами, до загальної кількості анігільованих електронів визначає S-параметр.

S-параметр розраховується як відношення сумарної інтенсивності в деякому фіксованому числі каналів в області піка до повної інтенсивності в спектрі.

Для проведення експерименту застосовували джерело позитронів 58Со з активністю джерела 1,1∙109 Бк. Енергія позитронів змінювалася від 200 еВ до 30 кеВ, при цьому за рахунок регулювання глибини їхнього проникнення в α-Fe поверхневий шар був досліджений до глибини 1,2 мкм. При реєстрації гама-квантів використовувався германієвий детектор з роздільною здатністю 1,5 кеВ на лінії 511 кеВ. Спектр набирався на багатоканальному аналізаторі, у якому кожному каналові відповідає визначена енергія.

2.3.4. Метод резонансних ядерних реакцій. Аналіз профілів розподілу імплантованих іонів О, A1, С в a-Fe здійснювався за допомогою неруйнівного методу резонансних ядерних реакцій [98, 103, 104]. У даному методі інформація про глибинний профіль концентрації домішки визначається з виміру виходу реакції, як функції енергії скануючого пучка з постійним кроком ∆Е. Прискорений до певної енергії пучок іонів падає на мішень, що містить атоми досліджуваних елементів. Пройшовши деякий шлях у мішені, пучок досягає енергії резонансу Е , втративши при цьому частину своєї енергії [98, 103].

∆Е = S(E) x, (2.6)

де S(E) = dЕ/dx – гальмові здібності мішені, що залежать від складу мішені, сорту використовуваних іонів і їхньої енергії.

Вторинні частинки, що виникають в результаті реакції реєструються детектором і одержується крива виходу.

Експериментально визначений вихід реакції Y(E) в залежності від середньої енергії має вигляд [104]:

, (2.7)

де I – струм пучка іонів;

К – постійна для даних умов експерименту величина;

C(x) – необхідний розподіл домішки за глибиною;

q(x, Еі) – імовірність збудження іоном розглянутої ядерної реакції на глибині x.

2.3.5. Дифракційний метод. Фазовий склад плівкових покриттів досліджувався на електронному мікроскопі ЕММА-4. Оскільки метод дозволяє одержувати інформацію про будову речовини на глибинах, набагато менших товщини зразка, фольги для електронно-мікроскопічних до сліджень на просвіт були приготовлені з вихідних та опромінених нами зразків методом хімічного, електрохімічного та іонного потоншення. Аналізувалася поверхня та приповерхневі шари, розташовані на 100 нм, 300 нм та 500 нм від поверхні.

В основу аналізу покладені рівняння Вульфа-Брегга та кубічні форми [98, 105]:

, (2.8)

, (кубічна сингонія), (2.9)

, (гексоганальна сингонія) (2.10),

де d – міжплощинна відстань;

θ – кут ковзання;

(hkl) – індекси Міллера.

При розшифровці електронограм використовувався еталон у вигляді відпаленої плівки Аl товщиною dAl~20-30 нм. Оскільки постійна приладу (C) може бути виражена або через довжину хвилі електрона (l) і відстань (L), або через діаметр кільця (D) і відповідну його міжплощинну відстань [106]:

C = 2lL = dD, (2.11)

то, вимірявши діаметри кілець від невідомої фази, можна розрахувати міжплощинні відстані за співвідношенням , де х – індекс невідомої фази.

Для знаходження типу решітки при кубічній сінгонії використовувалася квадратична форма у вигляді:

(2.12)

Знайшовши міжплощинні відстані та визначивши типи решітки параметр решітки за різними лініями визначаємо за співвідношенням:

, (2.13)

При розрахунку електронограми гексагональних і більш складних сингоній використовувалися рекомендації і дані робіт [98, 105-114].

2.3.6. Методи дослідження морфології поверхні. Морфологія поверхні досліджувалася методами растрової електронної (РЕМ) і атомно-силової мікроскопії (АСМ).

РЕМ дозволяє досліджувати загальний характер структури всієї поверхні об'єкта при відносно малих збільшеннях і детально вивчити будь-яку ділянку при великих збільшеннях [115-117]. Можливість нахилу зразка на кут до 60° дозволяє досліджувати характер руйнування (наприклад, розмір ямок) після травлення, а також вивчати бічні поверхні підтравлених фаз і здійснювати зйомку ділянок поверхонь під різними кутами для одержання стереопар.

Підготовка зразків для дослідження в растровому електронному мікроскопі досить проста. Розмір зразків обмежений розміром змінних об’єктоутримувачів. У більшості растрових мікроскопів максимальний діаметр об’єктоутримувача складає 20 мм, висота не більше 10 мм.

Досліджувані зразки можуть бути менших розмірів, у тому числі мати розмір менше 1 мм (мікронний провід, стрічка й ін.). Дослідження проводилися на мікроскопі РЕМ-102Е при збільшенні від 200 до 1000.

Метод атомно-силової мікроскопії (АСМ) застосовують для діагностики будь-яких речовин завдяки силам міжатомної взаємодії, притягання або відштовхування (у залежності від розміру щілини) порядку () Н. Дані сили представляють собою сили взаємодії Ван-дер-Ваальса між атомами [118, 119], які виникають в атомно-силовому мікроскопі між поверхнею та зондуючим вістрям [120]. Ці сили піддаються вимірюванню макроскопічним інструментом і змінюються з відстанню досить швидко. Атомно-силова мікроскопія – це поєднання оптичної та скануючої зондової мікроскопії. Вона відкриває нові можливості для якісного аналізу поверхні.

Для дослідження шорсткості поверхні монокристалу нержавіючої сталі Fe54Cr20Ni16Мn10, імплантованого іонами W, використовувався атомно-силовий мікроскоп "Нанотоп-201" з параметрами: розділення по х, y, z < 1 нм: діапазон сканування в горизонтальній площині 20·20 мкм; вертикальний діапазон сканування до 2 мкм.

2.3.7. Дослідження механічних характеристик. Тест на мікротвердість дуже часто використовують на практиці. За величиною твердості можна робити висновки про властивості зразків без їх руйнування.

Вимірювання мікротвердості проводилося на приладі ПМТ-3 з алмазною чотиригранною пірамідкою з кутом при вершині 136° при навантаженні 100 г, час вдавлювання 5 с. Для кожного зразка проводилося по 10 вимірів. Значення мікротвердості за Віккерсом визначали за формулою [121]:

, (2.14)

де F – прикладене навантаження, Н;

d- довжина діагоналей відбитка, мкм.

Вимірювання мікротвердості Al, імплантованого Ta і Cu з одночасним осадженням, виконували за допомогою метода Кнупа, який дає можливість вимірювати твердість тонких шарів. За індентор використовували алмазну пірамідку, яка має ромбічний переріз. Мікротвердість за Кнупом розраховували як відношення діючої на індентор сили до розміру проекції відбитка за формулою [122,123]:

, (2.15)

де F – прикладене навантаження, Н;

d – довжина великої діагоналі відбитка, мкм.

Ступінь зношення в залежності від стану матеріалу можна визначити за втратою маси матеріалу, його деформацією, зміною властивостей і перенесенням матеріалу. За видом руху розрізняють зношення, зумовлене ковзанням, коченням і обертанням. Основною метою проведення досліджень на зношення є кількісне визначення характеристик процесу зношення, під якими розуміють чисельні дані про зміну конфігурації або маси тіла, що зношується [124].

Схема "кулька на диску" використовувалася для дослідження коефіцієнта тертя і зношення [125-127]. Кулька переміщалася відносно зразка і була виготовлена з інструментальної сталі 100 Cr 6 (AISI 52100). Вимір коефіцієнта тертя (частота руху кульки 2 Гц) і зношування (частота руху кульки 7 Гц) проводилося на повітрі без змащення при кімнатній температурі при навантаженні 2,2 Н. Оскільки похибка вимірів складала 28 %, то значення об'ємного віднесення матеріалу усереднювали по трьох проходах (як для кульки, так і для диска).

Для аналізу шорсткості проводилося зняття профілограм на профілометрі 205 у режимі ВУ·2000 і ТУ-100.

Дослідження корозійної стійкості зразків проводилося в кислому середовищі.

Системи дослідження були вибрані, виходячи з таких міркувань:

- Fe та Al широко застосовуються в техніці як конструкційні матеріали. Збільшуються жаростійкі фази;

- Cu зменшує розчинність вуглецю в Ti, що позитивно впливає на стійкість проти зношення, а також має значну технологічну значущість;

- Та і Cu з Al утворюють мало проміжних фаз, що дозволяє їх легко розпізнати при проведенні структурно – фазових досліджень. Поліпшуються корозійні властивості;

- Cr, Ni, Mn є одними з основних легуючих елементів для даного роду сплавів і, з іншого боку рівноважним характером сплавів;

- іони W мають значну атомну масу, що дозволяє легше їх ідентифікувати в поверхневому шарі (РЗР), а також такий вибір імплантованого елемента дозволяє створювати значну кількість дефектів при невеликих концентраціях (1%).

Висновки до розділу 2

1. Для дослідження масоперенесення в металічних системах після опромінення імпульсними та інтенсивними іонними пучками методи були вибрані таким чином, щоб висвітлити питання зміни морфології поверхні, елементного складу і структурно – фазових перетворень.

2. Удосконалено методику дослідження процесів перемішування при імплантації та осадженні іонів Cu + і Ta+ на підкладку із Al.

3. Досконало обґрунтована і розроблена методика аналізу профілів розподілу елементів в металічних системах при імпульсному та інтенсивному опроміненні іонами.

4. Одержання зразків і дослідження фізичних властивостей необхідно проводити у вакуумі. Досить перспективним методом модифікації є опромінення зразків імпульсними та інтенсивними пучками іонів, що дозволяє змінювати два параметри – тривалість імпульсу і густину струму.

5. Досить ефективним методом вивчення дифузійних процесів може бути вторинно – іонна мас – спектометрія, а процесів фазоутворення – електронографія та електронна мікроскопія. Освоєна методика вимірювання механічних характеристик та адгезії в імплантованих системах нанесених на металічну підкладку.

6. Для дослідження процесів сегрегації Al в α – Fe досить ефективним методом є мікропучок протонів (ПІРВ, РЗР).

Розділ 3
Масоперенесення і сегрегація при високоінтенсивній імплантації і спільному осадженні тонких плівок

3.1. Імплантація іонів Ta+ в мідний монокристал з орієнтацією (100), (111)

Імплантація іонів Ta+ здійснювалася на імплантері “Diane-2”. Параметри імплантації іонів представлені в табл. 3.1.

Таблиця 3.1

Параметри іонного опромінення

Параметри джерела іонів	Величина
Іони	Ta+
Енергія іонів	40 кеВ
Частота імпульсів	50 Гц
Тривалість імпульсу	200 мкс
Струм іонного пучка	10 мА
Діаметр іонного пучка	200 мм
Доза імплантації	1017 см-2
Залишковий тиск	10-3 Пa

Підкладка на яку кріпились зразки охолоджувалась водою. Температура поверхні зразків протягом імплантації не перевищувала 473 К.