Некоторые вопросы теории модификации и эрозии поверхности при воздействии ионных и плазменных пучков тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

7 р Российский научный центр «Курчатовский институт» ! '1 "' Институт ядерного синтеза

На правах рукописи УДК 539.09.082

МОСКОВКИН Павел Георгиевич

НЕКОТОРЫЕ ВОПРОСЫ ТЕОРИИ МОДИФИКАЦИИ И ЭРОЗИИ ПОВЕРХНОСТИ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ИОННЫХ И ПЛАЗМЕННЫХ ПУЧКОВ

01.04.08 — физика и химия плазмы

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва—1993

Работа выполнена в Российском научном цент[к-"Курчатовскин институт". Институт ядерного синтеза.

Научный руководитель

доктор физико-математических наук

Мартыненко Ю-В.

Официальные оппоненты

доктор физико-математических наук Плетнев В.В. кандидат физико-математических наук Кувакин М.В

Ведущая организация

Московский авиацйон-ный институт

Защита состоится

19

на заседании спецнализировванного совета К.054.03.И о Российском научном центре "Курчатовский институт", 123182 Москва, пл. Курчатова, 1; т.196-92-51

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке РНЦ "Курчатовский институт".

Автореферат разослан

Ученый секретарь специализированного совета

кандидат физико-математических наук К-Б.Карташов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Акт^альность^темы. Вззимодейсвие ионных пучков с материалами представляет одну из актуальных проблем современной физики.

Процессы взаимодействия ионных пучков и плазменных потоков с поверхностью имеет два аспекта: эрозия материала и модификация поверхности. Исследования эрозии материала актуальны для создания различных плазменных установок, например,-токзмаков. Особый интерес представляет исследование срывов плазмы в связи с созданием экспериментальных термоядерных реакторов. Работы по модификации поверхности на больших глубинах актуальны для разработки новых методов обработки материалов и улучшения свойств поверхности -увеличению твердости, износостойкости. Вопросы теории модификации, рассмотренные в диссертации важны для понимания физических основ явлений дальнодействия, протекающих при ионной бомбардировке. Теоретические исследования возбуждений кристаллической решетки - трехмерных солитонных импульсов -весьма актуальны для понимания различных процессов радиационной физики,

Цель_рзботы. Диссертационная работа посвящена изучению воздействия ионных пучков и плазменных потоков на материалы.

В задачу исследования входило:

1. Построение теории, описывающей возбуждения кристаллической решетки с промежуточными энергиями от-0.1эВ до -50зВ. Исследование роли таких' возбуждений в радиационной-физике.

2.Объяснение ряда эффектов дальнодействия при ионной бомбардировке:

а) Сверхглубокое проникновение примесных атомов,

б) Образование дислокационной структуры в металлах на глубинах до сотен микрон.

3. Изучение процесса эрозии мзтеригла при воздействии на него мощного (« - юв-ю7Вт/см2) ■ плазменного потока. Определение максимально возможной доли энергии, передаваемой от падающего потока поверхности материала.

Научную новизну работы, определяют следующие результаты, полученные впервые:

1. Предложен новых способ описания возбуждений кристаллической решетки промежуточной энергии - трехмерные • дискретные солитоны, основанный на обобщении уравнений Тоды и исследована их роль в радиационных процессах.

2. Предложены новый механизм образования дислокационной структуры в металлах на глубинах до 100 мкм, а также механизм сверхглубокого проникновения примесных атомов при облучении материала интенсивным пучком, основанные на взаимном упругом взаимодействии дислокации и примесных атомов соответственно.

3. На основа рассмотрения уравнений баланса частиц и энергии между падающим плазменным потоком, испаренным слоем и поверхностью материала найдена максимально возможная скорость эрозии материала под воздействием мощного плазменного потока (ы=ю6-ю7Вт/см~) в предположении полного перемешивания парового слоя.

н§УУная_и_практическая_уенно^^ Теоретические

исследования солитонных возбуждений в кристаллах имеют важное значение для понимания физических процессов, инициированных ионным облучением.

Теоретические работы по эффектам дальнодействия при ионной бомбардировке имеют важное значение для создания технологий облучения ионкоми пучками с целью получения материалов с нужными свойствами поверхности: повышенными твердостью, износостойкостью и другими. С их помощью можно получать оптимальные параметры установок для модификации поверхности.

Исследования процесса взаимодействия плазменного потока нз материал важны для выбора материалов для первой стенки и пластин дивертора ТЯР, скорость эрозии которых минимальна.

Апробация_работы. Материалы диссертации-докладывались на Всесоюзной конференции по взаимодействию атомных частиц с твердым телом (Москва 1989), Всесоюзной конференции по взаимодействию ионнов с поверхностью (Москва 1991), на Совещании по эрозии материалов ТЯР, вызванных воздействием плазмы (Вена, 1991)

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 8 печатных работ.

СТР^КТ^РЁ.И^О^У-ДУСС^ШЗУИ^УУЗЕ-РЭ^ХЙ' Диссертация

состоит из введения, четырех глав, выводов.Работа содержит 114 страниц машинописного текста, 7 рисунков, 2 таблицы. Список цитируемой литературы включает 122 наименований. Основные положения, выносимые на защиту:

1. На основе 3-х мерного рассмотрения солитонного импульса сжатия в решетке с потенциалом Тоды показано, что импульс, возникнув на одной цепочке атомов, распространяется на соседние, что дает длину пробега солитона порядка сотен межатомных рэсстояний;

2. Механизм кластерного распвлзния, оснозэнннй на одновременной передаче сонаправленннх импульсов группе зтомон при выходе солитона на поверхность;

3. Механизм образования дислокационной структуры в металлах нэ глубинах до 100 мхм при лонном облучении, основанный ка движении дислокационных петель в глубь материала, вследствии их взаимодействия друг с другом;

4. Механизм сверхглубокого проникновения примесных атомов при интенсивном (плотность тока j•l-10uA) облучении, основанный на расталкивающем взаимодействии между примесями;

5. Найдена максимальная возможная доля энергии, выделяющаяся в материале, при воздействии мощного ллззменного потока, которая достигается при полном турбулентном перемешивании экранирующего пара.

СОЛЕР1АШЕ_РАБОта

Возведении дано обоснование актуальности работы темы диссертации, ез научная и практическая ценности, изложены основные положения, выносимые на защиту.

В_0§Р?ой_главе содержится обзор работ по тема диссертации, связанных с ролью фокусонов и ударных нелинейных волн в радиационной физике, экспериментальными и теоретическими исследованиями по проблемам дальнодействия при иооной бомбардировке, воздействием плазменных потоков на материалы.

содержится теоретическое описание солитоннь'х возбуждений кристаллической решенти и обсуждается их роль в радиационной физике,

Солит он в трзхизрноЯ реиэтка представляет собой импульс • скатия, распространявдийся вдоль направлений плотной упаковки атомов, ззхватыващий поперечное сеч-зннм нзсколько соседит атомных цепочек. Б кристалле с потенциалом взаимодействия ШКДУ атОИЭйМ ВИДЗ Щг) = а/Ъ-( «хр(-Ь«г> - 1 ) «>г , где г

- смещение из положения равновесия, а, ь - константа потенциала, уравнения двизания солитона имеет бил;

+ а2егип;«уг п> Эти уравнения являются обобаажен известных уравнений Тоды 11} на неодношрннй случай. Слагаемое агзги /Оу* описывает расширение солитона попе рак направданкя своего даизвнмя. Предлоэгзнныз уравнения допускают аналитическое исследование с помощью метода обратной задачи рассеяния (ШЗР). Использование ИОЗР позволило получить скорость расплывания солитона в поперечном направлении. Скорость расплыванмя определяет изменение энергии солитона, сосредоточенной на одной цепочке (плотность ■ энергии), при его распространении по кристаллу. Была найдена зависимость длина пробега солитона, при котором плотность энергии меняется от еН2Ч до екон. от начальной энергии: X = а<£Енач/асг)0'Б~<Екон/ое2)°'5>'<ь<5>2. При характерных значениях м = го. енач >> ек ~ олзВ длина пробега солитона ссставвляэт X = 5(МмЕнач/пс При

енач"30эВ, юс2"гоэВ пробег солитона соствляет % ~ 100а.

Одним из источников солитонов Ш2зт быть каскад атомных столкновений. Рождение солитона происходит, если направление импульса и энергия смещенного атома в кскаде удовлетворяют соотношению е < вс2/<ьаг*ехр< -ъ<мг/2ооа6 - 1) ), где е -энергия смещенного атома, 6 - угол ыеяду его импульсом м осью атомной цепочки. Используя это соотношение и зная рспределение по энергии смещенных атомов ак/ае = ке<1/(е+е(1)2 ( - энергия смещения атоыа из узла кристаллической решетки, N - полное число смещенных атомов) мохно получить распределение по гнергаи солитонов, розденных в каскаде, а также полное число солитонов:

я, . , = <2к/М).1П[1* «а—22ЕЕ10|^ьа1 1н (2)

1 Ей (ЪЛ) }

Здесь к - число кристаллографических направлений, по который может распространяться солитон. Из (2) видно, что пЪога1 сравнимо с n.

Взимодействие солитонов с дефектами решетки определяет их роль в радиационное процессах. Процесс рассеяния солитона на примесном атоме ведет к увеличение его подвижности, взаимодействие с неподвижным комплексом дефектов приводит к его развалу н усилении миграции дефектов в кристалле.

По этой причине была рассмотрена задача о передаче энергии солитонем примесному атому цепочки. Предполагалось, что примесный атом имеет массу м и константы потенциала а и в. Тогда его энергия после прохождения солитона рзвна

ч = Ь<с2/с2 - 1>р)2-*4*С0Л (3)

о , 1 ас

где с = авсГ/м. Выражение (3) было получено в предполовэнии, что |с2/с2 - 1|<<ь В противном случае » - Есол* Такии' образом, солитон передает примеси достаточную энергию для ее активации.

Еще одним примером участия солитонов в радиационных эффектах служит распыление поверхности кластерами атомов. При подходе к поверхности солитон сообщает сонаправленные импульсы одновременно нескольким атомам. Если переданной энергии достаточно для отрыва атома от поверхности (то есть е>иь, где Е - энергия солитона на одной цепочке, иь - энергия связи атома), то происходит расныление кластера атомов. Число атомов в кластере к=Есол/иь. Поскольку максимальная энергия солитона равна -ка, то ммаКс=Есол/иь"10 етомов'

Распыление кластера происходит, если направление кристаллографической оси, вдоль которой распространяется солитон, отличается от нормали к поверхности на угол, не превосходящий критический угол о^е). Найденная зависимость аКр(Е) является весьма слабой: при Е=иь оис/4, при Е>>иь . сад/з. Хотя критический угол а^ достаточно велик, следует , ожидать отсутствия кластеров, распыляемых под малым скользящим углом к поверхности.

В__третьей__славе описаны механизмы модификации

поверхности материала при ионной бомбардировке: сЕерхглубокого проникновения примесных атомов и образования

дислокационной структура нз глубине-до соте г 1 »-¿¡крон.

Цохэнизц образования дислокационной структуры основывается на сдздущнх положениях; 1 - рождение дислокационных пзтель путем коалесценцни междоузельных атомов, возникавших при ионной бомбардировка, и их рост из-за осаждвния на петлях меедоузлий; 2 - движение дислокационных петель в глубь материала вслэдствии упругого взаимодействия между ники; 3 - столкновение петель друг с другом, вследствие 48го они становятся неподвижными и образуют дислокационную структуру.

Время фяуктувдаокного роздания пат ли из пересыщенного раствора иаждоузельных атоиов т-10"*-10"3с. а критическое число втоиоь. начиная с которого петля растет, N-1. Скорость роста петли определяется осахдаккеи на шй междоузельных атомов.,

Пространственная область рождения и роста петель определяется глубиной проникновения ыевдоузельных атомов в глубь материала. Из-за осакдания на дислокационных петлях диффузия междоузлий ограничена глубиной х0-1о~4-ю*3си, что существенно меньше глубины образования дислокационной структуры.

Движение дислокационной петли определяеся действием на нее сил со стороны других петель (обусловленных их упругий взаимодействием) и силы тормогзния со сторона кристалла: + ?п г о. Сила торможения в модели Пзйерлсз движения дислокаций имеет вид: гт = гтнт>у, в - радиус петли, у - ее скорость, т; = гт/<уь<12)ехр( (е+е*)/т >, где е, е- -потенциалы Пайерлса 1 и 2 родов, т - температура, V - частота Дебая, ь - вектор Бюргерса петли, а - постоянная решетки. Для силы, действующей со стороны других дислокационных петель получено ввырзжение:

V: 3-6^2р.Ь2Е4 . дп ...

1-а дг.

ц - модуль сдвига, а - коэффициент Пуассона, пи) -концентрация дислокационных петель. Уравнениыя движения следует дополнить уравнением непрерывности с соответствуем граничным условием:

к - дГ '

п*/10 = с0/ь при 2=0.

с0 - концентрация междоузельных атомов. Совместно® решение (4), (5) приводит к следующему резулкГаггу;

, 14)6*11 ,1/5

п = п0ти/1г), где п0=п(0> = |-"з^-] , г^Вп^)1' ,

1 .« ~-*г1г-. В=1В3/Т), (8)

и - скорость роста петли. При условиях бомбардировки из [2] п0=Ю*4си~^. а глубина проникновения петель при свободном двигении 38 время облучения достигает 0.1см.

Однако при рассмотрении динамики скопления дислокационных петель необходимо учитывать га столкновения друг с другом и, возможно, с другими неподвижными дефектами решетки. Подобные столкновения Еедут к появлению неподвижных дислокаций. Это приводит к тому, что через время ъч/п0Оу (оотг2) дислокационные петли становятся неподвижными. Глубина проникновения петель за это время гпах=1/Оп0=ю~2см. Таким образом неподвиетая дислокационная структура образуется еще до завершения облучения.

Предложенная модель хорошо объясняет' зависимость параметров дислокационной структуры, таких как п0 и гвах. от условий бомбардировки, то есть от вида ионов в пучке и времени облучения.

Механизм ускоренной диффузии примесных атомов, предложенный в работе, возможен при больших плотностях тока, когда достигается столь больиэя концентрация примесных атомов, что взаимодействие между ними приводит к выталкиванию га из имплантированного слоя в глубь материала. Упругое, взаимодействие примесных атомов необходимо учитывать, когда величина их концентрация удсвлетрворяет следующему условию:

с>>сКр=(Т/2^Ег)1/2, здесь о-в атомных ДОЛЯХ, Р=7.5<1-а)/(4-5а>, т -температура, е^ - энергия растворения примесного атомз в решетке. Обычно сКр-5зт.проц. В этом случае на каждых примесный атом действует сила со стороны других внедренных атомов р=т/сКр-~ направленная Еглубь материала. В результате, глубина проникноввения внедренных атомов за счет действия этой силы превышает диффузионную глубину в а= 1/с^2- 7-ю раз, • .

В четвертой главе рассматриваются вопросы воздейсЗзия мощных (до Ю^Вт/см2) плазменных потоков на материал.

с

Длительность воздействия составляет 10 -10 с. В этой главе исследовались процессы экранирования стенки паром, хрупкого разрушения графитовых материалов, поведение расплавленного слоя. Эти вопросы изучались в связи с проблемой эрозии первой стенки и диверторных пластин термоядерного реактора при срыве плазмы. Исследование хрупкого разрушения графитовых материалов обусловлено тем, что такие материалы считаются перспективными для использования в ТЯР. В диссертации получены выражения для максимально возможной скорости эрозии при срыве плазмы.и сформулированы условия, при которых эта скорость достигается.

Процесс воздействия плазменного потока на материал можно разбить на 2 стадии. На первой стадии энергия потока выделяется в образце. Это приводит к сильному разогреву поверхностного слоя материала и его испорению. Длительность этой стадии не превосходит 10"'с. В дальнейшем, на второй стадии, энергия потока выделяется в испаренном веществе и передается материалу вследствии теплопереноса в пэре. Обычно считается, что слой пара является ламинарным и теплоперенос в нем осуществляется теплопроводностью или излучением, следствием этого является то, что в материале из-за низкой теплопередачи выделяется только несколько процентов энергии падающего потока. Необходимо, однако, учитывать возможность возникновения конвективных потоков в паровом слое.

Материалу передается максимальная доля энергии налетающего потока, если паровой слой полностью •перемешивается возникающими в нем конвективными течениями. В этом случае плотность и температура пара постоянны по глубине, и задача сводится к уравнениям баланса частиц и энергии в системе "налетающий плазменный поток + слой испаренного материала + стенка".

Уравнения полного баланса энергии учитывают то. что энергия потока расходуется на испарение, нагрев пара до температуры т. ионизацию и разогрев стенки. При рассмотрении баланса энергии на границе пар-стенка.считалось, что частицы пара, попадая на стенку, передают ей свою запасенную энергию

е = н + "р +з/2(1+7>т и энергию, обусловленную потенциалом ионизованного пара относительно стенки <р<т>. Здесь н, J энергии сублимации материала стенки и потенциал ионизации , 7 - степень ионизации. Эта энергия идэт на разогрев и испарэние стенки.

Исследование этих, уравнений дзет температуру пара т и стекки тс, а также скорость эрозии поверхности и и плотность пара п. - Температура пара н стекки слабо зависит от д: тй!о.2-е.з)л, тс».!н. Для скорости эрозии получены следувдиа Еырггзяия:

иа пр„ „<,^¡1/2,

и = -гЬт-ЛГ ' ПРИ «><^>1/2- <7,

3

с, и, х - теплоемкость плотность и температуропроводность материала. Соответственно п =ш/ут, - теплозая скорость пара. Сравнение найденной скорости эрозии со скоростью эрозии без учет экранирования .v = показывает, что

и"(02-0.25)V.

Везде выше предполагалось, что разрушение поверхности происходит за счет испарения материала. Однако, для ряда графитовых материалов это предположение не оправдано. Это объясняется тем, что графитовые материалы не плавятся, а растрескиваются и крошатся при импульсных тепловых нагрузках. При этом роль испарения с поверхности нэ значительна.

Растрескивание происходит в результате термоупругих напряжений, возеихающих меззду соседними зернами. Эти напряжения обусловлены градиентом температуры между зернами и• различием в их ориентации, то есть разностью величины сш, где а - коэффициент теплового расширения, е - модуль Юнга. На основании этих предположений была предложена формула для скорости эрозии хрупких графитовых материалов:

и = и0<? - Тс) .+ и^/дг (8)

Первый член описывает разрушение при нзгреве материала до температуры т > тс, (тс - критическая температура, при которой начинается разрушение, второй - разрушение из-за неравномерности нагрева. Константы и0, тс> и1 подбирались из условия соответствия экспериментальным данным ;0). Было

найдено: то = 2700К. и0 = 2.10~4см/(с.К), «0 = Ю'^см^с.К). Эти значения являются усредненными для разных сортов графитовых материалов.

ВЫВОДЫ

1. Солитоны решетки представляют собой импульс сжатия, сосредоточенный на нескольких параллельных цепочках и 'распространяющийся вдоль них. Возникнув первоначально на одной цепочке, солитон при.движении вдоль нее, расплывается в поперечном направлении, захватывая соседние цепочки. Учет скорости распивания определяет длину пробега солитона, достигающую сотен межатомных расстояний.

2. При подходе к поверхности солитон сообщает одновременно сснапраленный импульс, сразу нескольким атомам. Это приводит к тому, что распыляется кластер атомов, размер которого определяется энергией солитона. Максимальный размер кластера -10 атомов.

3. Дислокационная структура в металлах под воздействием ионной бомбардировки образуется на глубинах до сотен микрон вследствие движения дислокационных петель в глубь материала. Движение петель обусловлено и* упругим взаимодействием друг с другом.

4. Сверхглубокое проникновение примесных атомов при интенсивном ионном облучении обусмовлеино их взаимным отталкиванием,- существенном при больших концентрациях внедренных атомов.

5. При воздействии на материал мощных плазменных потоков максимально возможная скорость эрозии поверхности достигается при условии полного перемешивания экранирующего парового слоя. В этом случае в материале выделяется ~ 20% падзадей модности потока.

Основные результаты диссертации опубликованы в следущих работах:

1 Мартыненко О.В., Московкин Л.Г. Солитоны в радиационной физике кристаллов. Препринт ИАЭ-4641 1986 г

2 Мэртыненко Ю.В., Московкин П.Г. Ускорение диффузии ионно-иыплантированной примеси при больших дозах. КТй т.61, к! ,1991,с.268-270.

3 Мартыненко Ю.8., Московкин П.Г. Механизмы изменения глубоких слоев твердого тела при ионной бомбардировке. Поверхность в.4,1991 с.44-50

I Мартыненко О.В., Московкин П.Г. Soiitons in radiation physics of crystals. Rad. Eff. and Defects in Solids, v.117, 1991,p321-32S.

5 Мартыненко D.B.. Московкин П.Г. Dislocation structure formation due to ion implantation. ПреПрИНТ IAE-5438/6,1991.

G.Мартыненко Ю.В., Московкин П.Г. 00 эрозии стенок токомака при срывах плазмы. Вопросы атомной науки,и техники, в.4, 1991,с.17-21.

Литература

1. Тода М. "Теория нелинейных решеток", М.:Мир, 1984г.

2. Диденко А.Н..Козлов Е.В..Шаркеев Ю.П. и др. Дислокационные структуры приповерхностных слоев чистых' металлов после ионной имплантации. Поверхность. 3, 132(1989).

3. T.S.Burtseva et al. Resistance of carbon based materials for ITER divertor under different radiation fluxes. J. of Nucl. Mat. N.191-194, 309(1992).