Peculiar properties of mass transfer in irradiated materials.pdf Введение В работе [1] показано, что упругая и термоупругая реакции решетки на радиационные воздействия формируют силовые факторы, влияющие на эволюцию дефектно-примесной системы, что оказывается особенно существенным для наноразмерных объектов. Однако аналогичные эффекты, обусловленные сильными градиентами температуры (что, очевидно, имеет место в этих процессах), практически не исследованы. Касаясь разогрева материала в области торможения ионов, следует отметить, что скорость нарастания давления в окрестности трека значительно превышает предел динамического разрушения материала и, очевидно, в этом случае имеет место переход соответствующего ансамбля атомов даже не в «расплавленное», а в «газообразное» состояние [2]. Существует ряд подходов к расчёту температуры в области и в окрестности трека, учитывающих, в частности, взаимодействие между электронной и ионной подсистемами материала (см., например, цитируемую литературу в [2]). Однако, беря во внимание незначительное количество атомов в рассматриваемой системе (классическое определение температуры здесь неприменимо), можно, не поступаясь точностью оценки, считать весь трек областью разогрева, поглотившей энергию иона по механизмам упругого и неупругого торможения. В этом случае температура T(r, t) определяется из решения традиционного уравнения теплопроводности: , (1) где r - расстояние от поверхности трека; t - время; T0 - температура окружающей среды; N - концентрация атомов мишени; Sn и Se - сечения упругого и неупругого торможения соответственно; - коэффициент теплопроводности; D - коэффициент диффузии тепла. Зависимость (1) весьма удобна для дальнейших расчётов. Для средних энергий E ионов (E ≤ 1 МэВ) можно использовать следующие простые выражения для Sn и Se: ; (2) , (3) где aB - боровский радиус; z1 и z2 - зарядовые числа налетающего иона и атома решётки материала соответственно; m1 и m2 - соответствующие массы атомов; ε0 - электрическая постоянная; = z1/6; e - заряд электрона; - скорость электрона на первой боровской орбите; E - энергия налетающего иона. На рис. 1 приведены зависимости для различных энергий ионов никеля, имплантируемого в решётку железа для t = 10-13 с. Рис. 1. Пространственное распределение температуры на расстоянии r от поверх¬ности трека, Tm - температура плавления железа Наличие градиента температуры будет приводить к формированию потоков сильно неравновесных фононов и электронов (в металлах) [3, 4]. Силу фононного давления на дефект (примесный или междоузельный атом) можно определить из следующего соотношения: , (4) где - объем атома; - постоянная Больцмана; γ - постоянная Грюнайзена. Аналогичная сила со стороны потока электронов выражается следующей формулой: , (5) где - энергия Ферми. Перемещение L дефекта под действием сил и можно рассматривать как движение в среде с трением, характеризуемым коэффициентом : , (6) где - функция Хэвисайда; - энергия миграции; - масса дефекта; - расстояние между атомами; = NQ/m. Для полупроводников и диэлектриков величи¬на Q оценивается в рамках модели Фирсова: . (7) Для металлов при этих же условиях использовалась модель движения дефекта в электронной ферми-жидкости и величина Q определяется из следующего выражения: , (8) где = h/2 , h - постоянная Планка; ne - концентрация свободных электронов. На рис. 2 и 3 приведены соответственно зависимости F(r) и L(t) для энергии ионов никеля 1 МэВ, имплантируемого в решётку железа. Рис. 2. Зависимость силы F от расстояния до поверхности трека для t = 10-13 с Рис. 3. Недиффузионное перемещение дефекта, находящегося на расстоянии 1 нм от по¬верхности трека Очевидно, что рассмотренные здесь эффекты, как уже указывалось выше, будут играть существенную роль только в объектах, имеющих наномасштабные размеры, что следует учитывать при формировании наноструктурированных материалов. Соотнося величины перемещений L дефектов и размеры нанообластей, можно добиться их определенного «самоочищения». Особенно эффективно это будет иметь место в многослойных наноструктурах, где роль стоков для дефектов играют границы раздела. Выводы В работе рассмотрены эффекты, связанные с недиффузионным перемещением дефектов в облучаемых материалах. Это обусловлено формированием потоков электронов и неравновесных фононов в поле градиента температуры. Расчёты проводились для случая единичного трека, имеющего высокую температуру. Очевидно, что интенсивное облучение вещества (множество температурных вспышек), а также учёт генерации импульсов упругих деформаций солитонного типа [1] будет существенно усиливать данные миграционные процессы. Эти механизмы массопереноса следует учитывать при разработке архитектуры наноструктурированных материалов, используемых в зонах радиационного воздействия, с целью повышения их стойкости к воздействию ионизирующих излучений.

Скачать электронную версию публикации