Synergetics 1_74 TATAPEHKO B A

ного атома, «вільної» вакансії та захопленого міжвузловинного атома, «вільного» міжвузловинного атома та захопленої вакансії,

риву за одиницю часу вакансій та міжвузловинних атомів від уловлювачів, які взагалі-то можуть насичуватися (наприклад, дислокації у кристалі), з подоланням зчеплення з ними з енергіями EtV й EtI відповідно унаслідок теплових флюктуацій (а не під дією

того ж опромінення, чим можна знехтувати!) [сек–1];

Cp — тепломісткість кристалу; — коефіцієнт теплопередачі від кристалу (за температури T) до термостату (з температурою Ti); ( 1) — коефіцієнт, який визначає долю енергії налітних (квази)частинок, що переходить у тепло і передається прямо на розігрів кристалічній ґратниці під опромінюванням без утворення точкових дефектів.

Циклічна зміна довжини плутонійових циліндричних зразків, що самоопромінюються (через радіоактивний розпад), з часом: 1 — 7,3% 238Pu; 2 — 80% 238Pu

Крім того, імплантовані атоми домішки (гелію й ін.) також істотно збільшують швидкість зародження пор (причому, домішки можуть утворюватися в матеріялі навіть через ядрові перетворення при опроміненні реакторними невтронами).

Окрім власних дефектів за рахунок ядрових реакцій бомбардувальних частинок з атомами кристалу утворюються різного сорту трансмутанти, які у вигляді домішок розподіляються в матриці матеріялу. Це такі інертні гази як гелій, криптон, ксенон та ін. Але окрім газових домішок у тілі опромінюваного матеріялу утворюються й інші чужорідні елементи. Такі домішкові спотворення можуть залишатися у вузлах кристалічної ґратниці (домішка заміщення) або виходити в міжвузловинний простір (домішка втілення).

Так, наприклад, у складних багатокомпонентних матеріялах спостерігається ще один вид дефектоутворення — заміщення. Такий тип дефектів виникає за рахунок обміну атомів місцями в процесі атом-атомових зіткнень у каскадах зсувів, про яких мова йшла вище.

Антиструктурні дефекти

AB AB

VA

IA

BA BA

Міґруючи кристалом в процесі дифузійного руху, домішкові спотворення (особливо високорухомі інертні гази) активно взаємодіють з його власними дефектами, утворюючи так звані змішані дефектні кластери.

Домішкові дефекти активно осідають на межах зерен полікристалів, дислокаціях і інших крупніших дефектах, утворюючи скупчення, які поступово можуть переходити у виділення так званих других фаз.

Газові домішки можуть збиратися в бульбашки, взаємодіючи з вакансійними порами або потрапляючи у них (утворення газонаповнених пор). За своїми фізичними властивостями (рухомістю, здатністю до росту й коалесценції) газові пори суттєво відрізняються від вакансійних і розглядаються як самостійний тип радіяційних дефектів. Газові пори (бульбашки газу), що утворюються на малих (до 103 нм) глибинах при опроміненні порівняно легкими йонами, -частинками і протонами, у приповерхневому шарі створюють блістери (блістерінг) — спученості й здутості поверхні металу, які, коли руйнуються, призводять до її лущення (флейкінгу) і відшарування (ерозії).

Є й інші форми радіяційного дефектоутворення внаслідок опромінення важкими йонами, які можуть призводити до йонно-стимулюваної модифікації поверхні зразків (змін складу, структури, топографії, тощо) або до їх руйнування, наприклад, до розпорошення твердих тіл, зокрема, катод у газовому розряді. (Цікаво, що у випадку монокристалічних цілей спостерігається переважний вихід розпорошеної речовини вздовж найщильніше впакованих напрямків усередині цілі — Венерові плями.)

Також спостерігаються й інші ефекти, зокрема:

радіяційне окрихчування (зниження або втрата пластичности матеріялів після їх опромінення високоенерге-

тичними невтронами, йонами, електронами, -квантами та іншими видами радіяції);

радіяційне зміцнення (підвищення пружніх та міцнісних характеристик кристалічних тіл, а саме, модуля пружности, границі пропорційности, плинности й міцности, твердости, пришвидшення плазучости після опромінення високоенергетичними частинками і фотонами у температурному діяпазоні, що нижче за 0,4–0,5Tmelt);

радіяційний ріст кристалів (зміна форми тіл в умовах опромінення без прикладання зовнішнього навантаження, що не супроводжується помітною зміною їхнього об’єму);

радіяційно-стимульований ріст плівок; орієнтаційні ефекти у поведінці високоенергетичних частинок і фотонів при їх проходженні через кристал (каналювання, гальмівне променювання, …);

радіяційне трясіння (згасні коливання атомів твердого тіла навколо положень їх рівноваги, що викликані дією ядрового опромінення, у збудженій мікрообласті кристалу із амплітудами коливань, які спочатку суттєво перевищують амплітуди теплових коливань тих атомів);

радіяційний відпал (відпалювання дефектів у кристалі, що стимульоване дією ядрового випромінення);

радіяційно-стимульована перебудова кристалічної структури;

радіяційно-стимульовані фазові перетворення (аморфізація, кристалізація аморфізованих шарів, …).

Убільшості цих ефектів вагому роль відіграють механізми уповільнення або пришвидшення дифузії домішкових атомів і власних дефектів (радіяційно-стимульованої дифузії) за умов опромінення різноманітних матеріялів різними видами випромінення. Тому маємо розглянути явище дифузії, її закономірності і механізми.

Дифузія пружньо-взаємодійних вакансій у твердому тілі

Вакансією називається незайнятий вузол кристалічної ґратниці. Цей точковий дефект відіграє значну роль у формуванні та зміні фізичних властивостей кристалічних твердих тіл. Вакансії завжди присутні в кристалічній ґратниці. Рівноважна концентрація вакансій зазвичай визначається енергією активації утворення їх та температурою ґратниці. Внаслідок перескоків сусідніх атомів вакантний вузол буде зайнятий, а вакансія буде міґрувати ґратницею, і якщо взяти до уваги випадковий характер перескоків, то це ефективно призведе до дифузії вакансій. Наскільки важливими є ефекти дифузії вакансій у неоднорідно деформованих кристалічних ґратницях, можна впевнитися на прикладі вакансійного росту пори в твердому тілі або ж Френкелевого ефекту (1926 р.) через утворення Френкелевих пар.

Якщо в твердому тілі є надлишкові вакансії, концентрація яких в цілому дорівнює c0 і перевищує рівноважну ceq при даній температурі, то за рахунок неоднорідної деформації ґратниці, яку спрямовано на витискування надлишкових вакансій, вони можуть скупчуватися і утворювати пору упродовж часу

де R є середній радіюс пори; DV — коефіцієнт самодифузії вакансій, c0 ceq — початкове пересичення ними. Якщо пори вважатимемо сферичними, то можна одержати

де n — число пор в одиниці об’єму тіла, що розглядається.

Ефект пластичної течії твердих стопів є одним з найяскравіших проявів взаємної дифузії їхніх компонентів за участю «зайвих» вакансій, що дифундують. Його було відкрито в 1947 р. А. Д. Сміґельскасом з Е. О. Кіркендаллем при спостереженні поширення лятунного бруса у мідний зразок.

Природа цього ефекту полягає у ріжниці коефіцієнтів самодифузії компонентів, наявности «зайвих» вакансій і стоків (крайових дислокацій, тощо) для них у дифузійній зоні, що призводить до появи пор і порушення механічної стійкости кристалічної ґратниці, а внаслідок цього, до зміщення кристалічних площин як цілого. Швидкість v переміщення «інертних» марок (Mo) на поверхні зразка

стопу A–B, з якого (в який) дифундує A Zn (B Cu): v (DA DB) cA (DZn DCu).

У класичнім експерименті Смігельскаса–Кіркендалля тонка лятунна дротинка, внесена у зону дифу-

Ernest O. KIRKENDALL

(1914–2005)

Механізми дифузії атомів у стопах:

Тверді тіла теж течуть (пластично)!

Просторово неоднорідний перерозподіл нестабільних дефектів у опромінених кристалах

З підвищенням температури відпалу починається друга стадія процесу — відпалювання вакансій. Для опису її маємо додати в рівнання взаємної дифузії (за другим Фіковим законом) ще члени, що враховують рекомбінацію вакансій і власних міжвузловинних атомів, та розв’язати систему рівнань:

cV t KF DV cV DV cV VV (r)(kBT) kV2 DV cV R DIcV cI ,cI t KF DI cI DI cI VI (r)(kBT) kI2DIcI R DIcV cI ;

тут через Va(r) (a V,I) позначено енергію взаємодії (квази)частинки a зі стоком усередині кристалу; через KF позначено швидкість ґенерації Френкелевих пар зовнішнім джерелом.

—V —I

Для оцінок обмежимося розглядом стаціонарного випадку за відсутности ззовні джерела Френкелевих пар у кристалі після опромінення. Це наближення можна застосувати за наявности стоків лише на самій поверхні зразка та тільки процесів рекомбінації усередині. Якщо не брати до уваги часові зміни концентрацій вакансій і міжвузловинних атомів, що можна виправдати наявністю надлишку вакансій і власних атомів у міжвузлях у «приповерхневому» шарі його (товщиною, яка — товщини скін-шару) завдяки попередній обробці зразка, то рівнання дифузії тут матимуть вигляд:

DI cI kI2DIcI R DIcV cI , DV cV kV2 DV cV R DIcIcV , звідки (DIcI DV cV ) kI2DIcI kV2 DV cV . Отже, у

випадку, коли й неоднорідністю потоків міжвузловинних атомів і вакансій можна знехтувати, беручи до уваги, що попередні відпали вже значно зменшили неоднорідності розподілу атомів у міжвузлях, а також якщо взяти до уваги рекомбінацію, зв’язок концентрацій власних атомів у міжвузлях і вакансій набуде вигляду: cI (kV kI )2 (DV DI )cV .