Масоперенесення в металічних системах на основі Fe, Cu І Al при імпульсному та інтенсивному опроміненні іонами (стр. 6 )

На рис. 3.16 наведені мессбауерівські спектри a-Fe опромінених іонами Al. В вихідному стані спектр a-Fe являє собою зеєменівський ефект з параметрами надтонкої структури: He = (26,23±0,08) МАм-1 і ізомірне зрушення d = (0,009±0,001) мм с-1. При опроміненні a-Fe іонами Al мессбауерівські спектри являють собою суперпозицію зеєменівського секстету і квадрупольного дуплету.

Рис. 3.16. Залежність інтенсивності мессбауерівських спектрів a-Fe, імплантованих іонами Al, від швидкості руху джерела позитронів: а – доза опромінення Al 5·1016 см-2; б – доза опромінення Al 2·1017 см-2

Додаткове вимірювання часу життя позитронів показало, що поряд з першою компонентою t1 = 112 пс, утворюється друга компонента із часом життя позитронів близько t2 = (192±2) пс і І2 = (32,4±1,6) % , що свідчить про утворення кластерів, які мають більше трьох вакансій.

Якщо фіксувати t1 = 108 пс (що відповідає часу життя позитронів у "бездефектному" залізі), то ми одержуємо t2 = (165±2) пс, яку можна інтерпретувати як час життя позитрона, захопленого комплексом “вакансія плюс домішковий атом”. Таким чином, результати, одержані методом аннігіляції позитронів, свідчать про утворення, принаймні, трьох видів дефектів: комплексів, кластерів вакансій і, очевидно, локальні аморфізовані області. Висока концентрація вуглецю, що надхо-дить із залишкової атмосфери камери прискорювача, і його велика рухливість у порівнянні з алюмінієм і киснем дозволяє утворювати комплекси дефектів (замість аннігіляції вакансій з міжвузловими атомами), що, очевидно, прискорює процес аморфізації. У вихіднолму стані a-Fe дислокаційна субструктура представлена одиночними хаотично розподіленними дислокаціями.

Мікродифракційні картини, одержані з поверхні зразка, імплантованого алюмінієм 5·1017 іон/см2, мають кільцеву будову (рис. 3.17 а).

Це вказує на те, що виявлені другі фази не мають орієнтаційного зв'язку з матрицею. Фазовий склад поверхневого шару заліза складає (FеА1)3С і Fе3С. Середні розміри частинок варіюються в межах від 2,5 до 12,5 нм – це карбіди. Переважаючою фазою є (FеА1)3С. Необхідно звернути увагу на гомогенний і гетерогенний (на дислокаціях) механізми виділення карбідних фаз при дозі опромінення 5×1017 см-2. Однак, основним є гомогенний механізм виділення. Ні на поверхні, ні в приповерхневому шарі, аморфного прошарку не виявлено.

Дефектна структура a-фази (рис. 3.17 б) представлена дислокаціями. Можна виділити сітчасту і хаотичну дислокаційні субструктури, що неоднорідні у перерізах перпендикулярних та паралельних опроміненій поверхні зразків, і змінюється від однорідного розподілу дислокацій до складних дислокаційних переплетінь. Збільшення густини енергії супроводжується істотною перебудовою

250 нм

250 нм

Рис. 3.17. Результати аналізу, одержані за допомогою ПЕМ з поверхні зразка a-Fe, імплантованого іонами Al дозою 5·1017 см-2: а - мікродифракція; б - дефектна структура (сітчаста і хаотична дислокаційної субструктури); в - темнопольне зображення вигибних екстинкційних контурів (поверхневий шар)

дислокаційної субструктури (утворення дислокайційних осередків). Скалярна густина дислокацій досягає ~1,8·1010 см-2. Слід зазначити, що дислокаційна субструктура поверхневого і приповерхневого шарів практично ідентична.

Приповерхневі шари характеризуються наявністю ділянок з високим рівнем пружно-пластичних полів напруг. Дані поля (рис. 3.17 в) виявляються у вигляді вигибних екстинкційних контурів, ширина яких обернено пропорційна амплітуді полів напруг. З аналізу темнопольних зображень випливає, що джерелом даних напруг є великі (~50 нм) частинки карбідних фаз (в основному, це частинки типу карбіду заліза – Fе3С). З рис. 3.18 а видно, що після проникнення Аl значення зношування при сухому терті кульки зі сталі 100 Сr 6, протягом 2 годин є суттєво меншим порівняно з вихідним станом. У той же час збільшення дози імплантації іонів Аln+ приводить до підвищення мікротвердості (рис. 3.18 б). Слід зазначити, що збільшення мікротвердості на поверхні α-Fe помітно менше, ніж при імплантації іонів Тi [140]. Для декількох зразків з цієї серії була проміряна шорсткість поверхні до і після опромінення (таблиця 3.5).

Таким чином, утворення частково аморфізованої фази Fе3А1, складних карбідів типу (FеА1)3С, формування розвинутої дислокаційної субструктури і виникнення залишкових напруг у приповерхневому шарі приводять до значного зменшення зношення і підвищення мікротвердості. Незважаючи на помітну неоднорідність (шорсткість) і нерівномірний розподіл фаз на поверхні і на глибині, даний ефект виявляється майже у всьому інтервалі доз (від 5·1016 до 5·1017 см-2), але максимальний ефект ми спостерігаємо при дозі 5·1017 см-2.

Слід зазначити те, що до підвищення зносостійкості, збільшенню мікротвердості, а також до утворення складної структури шару приводить іонне перемішування системи тонка плівка – підкладка [141-143], але доза опромінення при цьому на один-два порядки менше, ніж при іонній імплантації.

Alàa-Fe; 5∙1012 см-2 Початковий стан

Рис. 3.18. Результати аналізу зразків a-Fe до і після імплантації іонів Al:

а – зношування при стиранні кульки зі сталі 100 Cr 6;

o – початковий стан, € – після імплантації іонів Aln+ дозою 5·1017 см-2;

б – залежність мікротвердості від дози опромінювання

3.4. Анігіляція позитронів в α-Fe і Pb при опроміненні ПІП

Після впливу ПІП в поверхневому шарі формується дислокаційна структура, що неоднорідна у перерізах, перпендикулярних і паралельних опроміненій поверхні зразків, і змінюється від однорідного розподілу дислокацій до складних дислокаційних переплетінь. Підвищення густини енергії супроводжується істотною перебудовою дислокаційної структури (утворення дислокаційних осередків). У вихідному стані зразків α-Fe позитрони анігілюють, в основному, з 3d64s2 електронами.

Кількісний аналіз дефектів при дослідженні структур твердих тіл методом анігіляції позитронів розглядається незалежно для іонних кристалів і для металів. [138, 144-146].

В цих роботах, розглянуто n позитронів що проникають в зразок з концентрацією дефектів cd. Позначимо швидкості аннігіляції позитронів е+ в матриці (досконала кристалічна структура) λf і в дефекті λd відповідно, а число вільних і захоплених дефектами позитронів – nf і nd. Тоді рівняння швидкості мають вигляд:

(3.3)

де – перетин захоплення позитрона дефектами.

Розв’язок рівняння (3.3) дається у вигляді суми двох експонент:

(3.4)

де nd(0), nf(0) – значення nd і nf при t = 0, a

. (3.5)

Як видно Г збільшується з зростанням концентрації .

Інтенсивність компонентів описується виразами:

. (3.6)

Внесок γ–квантів, що випромінюються при анігіляції вільних і захоплених позитронів, описується виразами:

(3.7)

Із рівняння (3.5) і (3.6) маємо:

. (3.8)

Параметр Г значно залежить від енерговнесення (температури) в розупорядкування матриці, тобто енергії утворення дефектів.

Ці відношення прекрасно підтверджуються (рис. 3.19), де представлені результати дослідження процесів зміни дефектної структури при відпалюванні попередньо деформованого зразка Сu, які одержані за допомогою анігіляції позитронів.

Вакансії відіграють важливу роль в дифузії атомів в кристалічних твердих тілах в тому числі, в металах. Серед багатьох застосувань модель захоплення найбільш інтенсивно використовувалась для визначення енергії утворення вакансій чистих металах при термічній рівновазі. Ця енергія задається виразом:

, (3.9)

де – енергія утворення вакансії;

– ентропія утворення вакансії;

k – константа Больцмана;

Т – абсолютна температура;

А – const.

Рис. 3.19. Залежність параметру Г від температури відпалювання попередньо деформованого зразка Cu

Швидкість захоплення (в рівнянні 3.3) визначається як перетин захоплення позитрона вакансією, <V> – середня швидкість термалізованого позитрона і визначається як (8 kT/m), ρ – густина зразка. Значення А близько () с-1.

Величина залежить від температури:

(3.10)

Таким чином, можна одержати наступне співвідношення:

. (3.11)

Тут nf, n – визначає відношення висоти піку кривих кутової кореляції (КРАФ), nf, nv – відношення для досконалого зразка і відношення в зразках, що мають досить вакансій для спостереження ефекту, відповідно. Використовуючи рівняння (3.11) можна визначити енергію утворення вакансій в чистих кристалах.

В рівнянні (3.11) функції температури t. Ці функції можуть бути апроксимовані лінійною функцією Т

, (3.12)

(3.13)

де і залежать від роздільної здатності апаратури для вимірювання кутової кореляції. Більш детальніший розв’язок цієї проблеми наведено в [147-149].

Використовуючи температурну залежність n, або середній час життя позитронів , як функцію 1/Т (див. рис. 3.20 при Т2), можна одержати наступне співвідношення [150]:

(еВ) , (3.14)

де .

Рис. 3.20. Залежності піку кутової кореляції та часу життя позитронів від температури

Результати роботи [151] показують, що = const для всіх металів і сплавів у першому наближенні.

При Т2

. (3.15)

В цій точці частина потоків позитронів, анігілюючих в досконалій області кристалу, еквівалентна (рівна) частині позитронів, анігілюючих в вакансіях. Таким чином, модель захоплення позитронів дефектами можна успішно застосовувати для вивчення вакансійних дефектів в твердих тілах, в тому числі і в металах [152, 153].

Позитрони ефективно захоплюються вакансійними кластерами, здебільшого дивакансіями. Час життя позитронів τ = 145±3 пс. Спостерігається зростання швидкості захоплення позитронів із збільшенням густини струму ПІП (в одноімпульсному режимі опромінення). Значне підвищення густини струму призводить до зміни розмірів вакансійних кластерів (тривакансії).

Дану модель використовували для визначення дефектної структури.

Використовуючи одержані результати для дослідження особливостей аннігіляції повільних позитронів ми одержали (рис. 3.21) залежність f-параметра кривих КРАФ за глибиною для монокристалу Pb опроміненого ПІП (С+ = 30%; Н+ ≈ 70%, енергія Еср = (0,2-0,6) МеВ, тривалість імпульсу 100 нс, густина струму 200 А/см2). Дослідження f-параметра надійний метод, який характеризує анізотропію та значні зміни кристалічної структури і виражається таким чином [154]:

, (3.16)

де N(0) – максимум інтенсивності анігіляції γ-квантів;

N(10) – максимум інтенсивності анігіляції γ-квантів при куті розподілу (θ = 10 мрад);

Nfon – інтенсивність фонового випромінювання.

Як видно з рисунка 3.21 залежність має складний профіль з двома максимумами при d1 = 40 мкм, d3 = 180 мкм і двома мінімумами d2 =100 мкм і d4 = 250 мкм.

Наявність неоднорідностей будови реальних кристалів, що містять широкий спектр різних дефектів, може суттєво змінювати швидкість, а інколи і напрям дифузії. Такі дефекти безумовно мають місце при енергетичних впливах, що створюють неоднорідну деформаційну структуру зразків α-Fe. Середня швидкість міграції дефектів Vd »6,9ּ 10-12 м/с.

Опромінення приводить до зміни параметрів аннігіляції позитронів та утворення в кристалах дефектів різного типу, табл. 3.7

Таблиця 3.7

Параметри концентрації дефектів, величина мікротвердості, скалярна густина дислокацій та f-параметра для зразків α-Fe опромінених ПІП

J, A/см2	Hv, Mpa	Концентрація точкових дефектів,1018 см-3	Середня скалярна густина дислокацій, 109 см-2	f-параметр, в. о.
-	760±20	-	0,5	10,0
60	880±35	0,136	2,7	10,5
150	920±30	0,285	4,0	11,0
250	935±30	0,324	4,8	11,5
600	1120±65	0,479	9,7	11,7
1000	1210±60	0,485	11,05	12,0
1500	1230±70	0,686	11,15	12,3
2000	1280±155	0,452	-	12,7
2500	1350±60	0,377	-	13,0

Спостерігається кореляція між даними РЗР/К, значення мікротвердості по поверхні і за глибиною та значенням f-параметра на глибині розплавленого шару. Максимальне значення f-параметра на глибині d ≈ 1 мкм опроміненого ПІП шару залишаються дефекти до яких чутливі позитрони. Середня скалярна густина дислокацій на глибині d визначається формулою [138]: