Высокоскоростная деформация и разрушение диэлектриков под действием сильноточных электронных пучков тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ПРОЧНОСТИ И МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЯ СИБИРСКОГО ОТДЕЛЕНИЯ РАН

РГБ ОД

па. правах рухопнсв

ГЕРИНГ ГЕННАДИЙ ИВАНОВИЧ

ВЫСОКОСКОРОСТНАЯ ДЕФОРМАЦИЯ И РАЗРУШЕНИЕ ДИЭЛЕКТРИКОВ ПОД ДЕЙСТВИЕМ СИЛЬНОТОЧНЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ ПУЧКОВ

01.04.07 - фшзиха твердого тела

Автореферат

диссертация на сонсханле ученой степени дохтора фношго-математЕгчесхлх наух

Томсх 1994

Работа выполнена в Омском государственном университете

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, . „ „ профессор Арефьев К.П.

доктор физико-математических наук, профессор Воробьев Г.А.

доктор фиоико-математических наук, профессор Мещеряков Ю.И.

Ведущая организация - Институт кристаллографии РАН • ,

им. В.А.Шубникова, г. Москва

Защита состоится '91994 г. в/УчД^_мин. на заседании специализированного совета Д 003.61.01 при Институте фиоики прочности и материаловедении СО РАН по адресу: 634055, г. Томск -55, пр. Академический, 8

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИФПМ СО РАН Автореферат разослан 1994 г.

Отоывы на автореферат, заверенные гербовой печатью организации, просим прислать в двух экземплярах на адрес Института.

Ученый секретарь специализированного совета доктор фио.- мат. наук

/Е.ВЛулков/

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Действие высокоэнергетических потоков излучений на твердые тела интенсивно поучают в связи с потребно-:тями ядерной энергетики, ускорительной техники, проблемами упра-иыемого термоядерного синтеза, применением получений в техноло-ических процессах упрочнения и обработки материалов, для неразру-цающего контроля изделий. С появлением в 60-х годах мощных источ- ■*'■■' щхов ионизирующих излучений (импульсных лазеров, сильноточных скорителей влехтронов) появилась возможность исследовать свойства 1 1атериалов в экстремальных условиях. Работы в этом направлении прп-ели х сооданию нового направления в радиационной фиоихе твердого ела - физиха мощных радиационных воодействий. Наибольшее число абот посвящено воаимодействию сильноточных электронных пучков СЭП) с веществом. Быстро расширяется круг проблем, решаемых с рименением СЭП: накачха мощных гаоовых лазеров; генерация мощ-ых потоков электромагнитного излучения рентгеновского и СВЧ-иапавонов; коллективное ускорение тяжелых заряженных частиц; гене-ирование сильноточных ионных пучков; осуществление реакции упра-ияемого термоядерного синтеза.

Необходимость продолжения фундаментальных и прикладных ис-хедований диктуется перспективой технологического применения силь-зточных пучков. Они используются в технологии обработки и радиа-ионного отжига полупроводниковых материалов, для измельчения гор-ых пород, закалхи и модификации свойств металлов н сплавов, усхо-гнного спекания порошков, ускорения полимеризации, стерилизации едицинсхих инструментов. Разработка эффективной технологии трепет всестороннего исследования процессов в твердых телах при ради-1ионном воздействии. Так дальнейшее увеличение мощности и долго-¡чности сильноточных ускорителей в значительной степени определятся способностью конструкционных материалов выдерживать воздей-вие излучения. Для решения этой проблемы необходимо исследование :новных факторов воздействия мощного электронного облучения на стериалы с целью создания радиационностойхих конструкционных и юляционных материалов.

Исследования свойств материалов в экстремальных условиях приди к дальнейшему развитию представлений об известных эффектах открытию новых. Один из основных - хрупкое разрушение твердого ла под действием СЭП. При этом все классы твердых тел разруша-

3

ются уже при дозах 104 - 103Гр. Для объяснения этого явления предложено несколько механизмов, однако количественные оценки сделаны только для термоупругого механизма. Большинство исследователей сходится на том, что быстрый нагрев получением приводит к тепловому расширению образца и вооникновению волн механических напряжений. Максимальные оначения импульсных напряжений достигают десятков гигапаскалей, они характеризуются малой длительностью (десятки, сотни наносекунд), высокой скоростью нарастания. Интерференция волн напряжений приводит к вооникновению в локальных объемах материала растягивающих усилий, приводящих к разрушению. Исследование реакции твердых тел на импульсное деформирование актуально прежде всего с точки орсния развития общей теории поведения материалов в широком диапазоне иоменения параметров нагруженил, конструирования новых материалов, предотвращения раорушения либо его целенаправленное использование. Исследование разрушающего воздействия СЭП на твердые материалы чрезвычайно трудоемкая задача, которая далека от окончательного решения. Такое положение объясняется сложностью описания взаимодействия и проникновения СЭП в вещество, недостаточной изученностью процессов релаксации энергии излучения, необходимостью использования сложного комплекса современных методов экспериментальных исследований.

Цель и задачи работы. Целью работы является исследование закономерностей и механизмов радиационно-акустического раорушения твердых диэлектриков под действием сильноточных электронных пучков нацосекундной длительности. В процессе выполнения работы были намечены и решены следующие основные задачи:

• анализ основных явлений, сопровождающих взаимодействие СЭП с дшлектрикамй;

• выбор и разработка экспериментальных методик исследований процесса раорушения;

• экспериментальные исследовалия закономерностей раорушения диэлектриков в условиях мощного радиационного воздействия;

• исследование механизмов радиационно-акустического разрушения.

Объекты и методы исследования. Экспериментальные исследования выполнены на модельных в радиационной физике щелочногалои-дных кристаллах (ЩГК): NaCl, KCl, КВт\ органических диэлектри-

к ах: полиметилметакрилат (ПММА) марки ТОСП, политетрафторэтилен (ПТФЭ) марки Ф-4ПН, полиэтилен (БЭ) низкой плотности марки 19003-002, поликарбонат (ПК) мархи ПК-2, эпоксидная смола ЭД-20; силикатном стехле.

Облучение обраоцов осуществлялось элехтронным пучхом сильноточного ускорителя ГИН-600. Параметры электронного пучка регулируются в интервалах: 1 - 25 не; 0,3 - 0,5 МоВ; 1-5000 А; 1-2000 А/см2.

Методы исследования включают измерения амплитудно-временных ' параметров импульсов напряжений, возбуждаемых в диэлектриках при "" электронном облучении, высокоскоростную киносъемку процесса раз- -рушения, акустическое зондирование электрического поля в диэлектриках, оптическую и электронную микроскопию поверхности разрушения.

Научная новизна. Обобщенные в диссертации представления о процессах и механизмах разрушающего воздействия СЭП на твердые диэлектрики развивают новое направление в физике твердого тела -физика мощных радиационных воздействий.

Впервые исследованы механизмы генерации динамических напряжений в твердых диэлектриках (на примере ЩГК, полимеров, стекол) под действием СЭП. Показано, что в диэлектриках с высокой радиационной проводимостью (NaCl, KCl) генерация динамических напряжений определяется термоупругим механизмом. В полимерах (ПММА) и стеклах (силикатное стекло) генерация динамических напряжений определяется как термоупругим, так и пондеромоторным механизмами.

Экспериментально изучены скорость распространения и характеристики затухания акустических импульсов, генерируемых СЭП в диэлектриках. В ионных кристаллах изменения скорости звука и параметры затухания обусловлены дислокационным тренинием. Описание генерации и распространения акустических импульсов в полимерах требует учета их вяокоупругих свойств, которые экспериментально определяются в настоящей работе.

Исследовано влияние раличных типов волн напряжений на характеристики разрушения ионных кристаллов. Показано, что разрушение тонких образцов обусловлено антисимметричными волнами Лэмба. В геометрии облучения, обеспечивающей генерацию плоской волны, вблизи тыльной (необлучаемой) поверхности кристалла возникает область всестороннего растяжения, в которой обнаружено образование хрупких дисковых трещин и периодических структур, состоящих ив пор; измере-

ны параметры образующихся структур в оависимости от уровня внешнего воздействия (плотности потока электронов).

Экспериментально исследована динамика процесса разрушения ионных кристаллов под действием СЭП, обнаружена задержка начала разрушения относительно импульса облучения, величина которой зависит от размеров образца и плотности потока электронов.

На основе комплексных экспериментальных исследований предложена качественная модель радиационно-акустического разрушения диэлектрика, который характеризуется следующими параметрами: радиационная проводимость, коэффициент генерации избыточного давления. Данная модель позволяет с единых позиций рассматривать разрушение кристаллических и аморфных диэлектриков в полях мощных радиационных воздействий.

Научно - практическая ценность. Результаты работы расширяют современные представления физики радиационных явлений и могут быть использованы для решения научно-технических задач, связанных с прогнозированием поведения диэлектрических материалов при мощном радиационном воздействии.

На основе проведенных исследований предложены радиационно-акустические методы измерения параметров потоков излучений и физических свойств материалов:

- метод определения профиля поглощенной дозы (а.с.830888);

- метод определения параметра Грюнайзена твердых тел (а.с.1152362);

- метод определения адгезионной прочности покрытий (а.с.1809371);

- способ зондирования объемных зарядов и электрических потенциалов (а.с.1263042) и определения объемной плотности энергии, выделяющейся в канале электрического пробоя (а.с.1492321).

Данные о механизмах радиационно-акустического разрушения могут быть использованы-при создании материалов с повышенной радиационной стойкостью (например, на основе композитов, состоящих из сильно поглощающих включений и демпфирующей основы) и конструировании защиты (например, из многослойных экранов) от интенсивных потоков проникающих излучений.

Защищаемые положения.

1. В ионных кристаллах, облучаемых СЭП, генерация динамических напряжений определяется термоупругим, а в полимерах и стеклах

- sax термоупругим, так и пондеромоторным механизмами.

2. Разрушение диэлектриков, толщина которых сравнима с длиной волны генерируемых напряжений, и имеющих высокую радиационную проводимость, обусловлено антисимметричными волнами Лэмба. В плоских волнах напряжений разрушение локализуется в объеме в виде дисковых трещин и периодических структур, состоящих из пор. Характеристики разрушения (пороговая плотность потока электронов, пространственно-временные параметры области разрушения) диэлектрика под действием СЗП определяются в основном радиационной проводимостью, коэффициентом генерации избыточного давления и геометрией облучения.

3. Основными факторами разрушающего воздействия СЭП на диэлектрики являются динамические напряжения и внутренние электрические поля.

Личный вклад автора состоит в постановке задачи и выборе основных направлений исследований, разработке методик и проведении совместно с коллегами и учениками экспериментальных исследований, проведении анализа и обобщении полученных результатов.

Апробация работы. Основные результаты работы докладывались на Международной конференции по люминесценции (Ленинград, 1972), Международном симпозиуме "Прочность материалов и элементов конструкций при звуковых и ультразвуковых частотах нагружения" [Киев, 1984), Всесоюзных совещаниях по радиационной физике и химии ионных кристаллов (Рига, 1975, 1978, 1989), Всесоюзном совещании по }озиметрии интенсивных потоков ионизирующих излучений (Обнинск, 1979), Всесоюзной конференции по методике и технике ультразвуковой спектроскопии (Каунас, 1980), Всесоюзной конференции по примене-гаго электронных технологий в народном хозяйстве (Тбилиси, 1981), Всесоюзных симпозиумах по сильноточной электронике (Томск, 1975, 1978 и 1988; Новосибирск, 1986; Свердловск, 1990), Всесоюзных сове-цаниях по воздействию ионизирующего излучения и света на гете-югенные системы (Кемерово, 1982, 1986), VI Всесоюзной конферен-щи по физике диэлектриков (Томск, 1988), IV Всесоюзном симпозиуме го импульсным давлениям (Москва, 1983), VI Всесоюзной конференции Физика разрушения" (Киев, 1989), I Региональном семинаре "Фи-1ика импульсных радиационных воздействий" (Томск, 1989), III Всесоюзном симпозиуме по механике разрушения (Житомир, 1990), I Всесоюзном совещании "Диэлектрики в экстремальных условиях" (Суздаль,

1990), V Всесоюзном совещании "Воздействие мощных потоков энергии на вещество" (Медео, 1991), XY Всесоюзной конференции по акустоэ-лектрониже и физической акустике твердого тела (Ленинград, 1991), III конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов (Томск, 1993).

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения. Изложена на 294 страницах машинописного текста, иллюстрирована 121 рисунком и 14 таблицами. Список цитируемой литературы содержит 250 наименований.

Во введении излагается суть проблемы, краткий обзор ее современного состояния, рассмотрена актуальность темы, цель и задачи работы, сформулированы защищаемые положения.

Первая глава посвящена физическим процессам при взаимодействии СЭП с веществом отдельно в электронной и ионной подсистемах. Взаимодействие ускоренных электронов с веществом приводит к каскаду процессов преобразования энергии, включающих возбуждение и релаксацию электронной подсистемы, электрон-фононную релаксацию, фонон-фононную релаксацию. При торможении электронного пучка в твердом теле энергия теряется в процессах упругого и неупругого взаимодействия. Часть энергии уносится отраженными и эммитиро-ванными с поверхности вещества электронами, фотонами, а оставшаяся часть переходит в тепло. Возникающее при этом неоднородное температурное поле приводит к появлению объемной кваоиупругой силы, являющейся причиной возбуждения упругих волн.

В результате поглощения электронного пучка в диэлектриках накапливается объемный заряд, который создают термалиоованные электроны, захваченные на ловушках в запрещенной зоне. Анализ кинетики накопления заряда проводился по феноменологической модели заряжения основанной на уравнении для плотности полного тока в цепи диэлектрика

J{t) = Jb{x,t) + J,(x,t) + е0сдЕ^г\ (1)

где е - диэлектрическая проницаемость; Ее - напряженность электрического поля; Jf,(x,i) - плотность тока пучка электронов; Ji(xtt) — 7(x,t)-Ee(x,t)- плотность тока проводимости; j(x,t) - проводимость. Центральный вопрос феноменологических моделей связан с определением радиационной проводимости y{x,t). В диэлектриках с широкой запрещенной зоной электронная проводимость отсутствует. Во время облучения возникает неравновесная проводимость за счет генерирования

носителей заряда. В цикле работ Д.И.Вайсбурда с сотрудниками по-каоано, что при импульсном облучении ионных кристаллов плотными электронными пучками (выше 102А/см2) преобладает высокоэнергетическая проводимость, носителями которой являются электроны с энергией от 1,5-2,0 Ед до энергии оптического фонона. Различные диэлектрики (ионные кристаллы, стекла, полимеры) отличаются по высокоэнергетической проводимости не более, чем в 102 рао. В расчетах напряженности электрического поля, накопления объемного оаряда использовались данные по проводимости, полученные в работах Д.И.Вайсбурда, Э.Г.Таванова, А.П.Тютнева.

При окспериментальном исследовании релаксации объемного оаряда в исследуемых диэлектриках, начиная с некоторых пороговых плотностей потока электронов, были обнаружены броски стекающего оаряда. Оказалось, что отмеченные флуктуации стекающего оаряда обусловлены мощной пороговой эмиссией электронов с поверхности диэлектрика. Явление пороговой электронной эмиссии при облучении диэлектриков электронными пучками ниокой плотности впервые наблюдали Дау, Набло и Ватсон. Она возникает, когда поле объемного оаряда достигает пороговой величины около 105 В/см, и заканчивается сбросом оаряда до полной нейтрализации образца- Электронная эмиссия при облучении диэлектриков СЭП под действием внутреннего электрического поля переходит в вакуумный разряд между поверхностью диэлектрика и анодом /3,6/. Это явление наблюдалось для различных классов диэлектриков (табл.1), как только плотность пучка, поглощенного за импульс, превосходит характерный для каждого материала порог.

Т а б л и.ц а 1

Пороги мощной электронной эмиссии

Материал Ш МаС1 КС1 ПЭ ПТФЭ хварцевое стегло

<Э,10-7Кл/см5 3 4 6 7 1 3 8

Прямыми экспериментами покааано, что эмиссия начинается с поверхности диэлектрика. Она обусловлена электрическим полем, которое возникает в диэлектрике при электронном облучении. Величина электрического поля на пороге эмиссии достигает ~ 10е В/см. В ионных кристаллах эмиссия является основным каналом разрядки облучаемого образца. В полимерах, облучаемых СЭП, внутреннее электрическое

поле достигает пробивных (значений, поэтому разрядка может осуществляться в результате емиссиии и электрического пробоя.

Взаимодействие СЭП с диэлектриками приводит не только к возникновению сильных внутренних электрических полей, но и возбуждению раличных мод акустических колебаний. Теоретические исследования механизмов генерации звука заряженными частицами были начаты в конце 50-х годов (Г.А.Аскарьян, М.И.Каганов, И.М.Лифшиц, Л.В.Танатаров). В 1963г. Р.Вайт экспериментально обнаружил упругие волны, возникающие в твердых телах (серебро, медь, сталь и др.) при облучении их низкоэнергетическими электронами. Возбуждение упругих волн объяснялось термическим расширением материала. Исследования параметров импульсов механических напряжений, возбуждаемых электронным пучком с энергией 2 МэВ в дисках из кварца, сапфира, кремния и алюминиевого сплава, выполнены Грэхемом и Хат-чисоном. Амплитуды и длительности импульсов напряжений находятся в согласии с термоупругой моделью. В конце 60-х начале 70-х годов для возбуждения импульсов механических напряжений большой амплитуды стали применяться СЭП. Имеющиеся экспериментальные данные свидетельствуют о том, что акустическое излучение металлов и полупроводников при умеренных плотностях вводимой энергии осуществляется в основном термоупругим механизмом генерации звука, а всевозможные другие механизмы дают лишь небольшие поправки к звуковому полю, обусловленному термоупругим механизмом. Тепловое расширение среды с постоянными термодинамическими характеристиками зависит в этом случае только от суммарной поглощенной энергии ДЕ и равно

А«-^. (2)

где а - коэффициент теплового расширения; р - плотность; с„ - теплоемкость. Возникающие при этом термоупругие напряжения определяются тепловым расширением области взаимодействия электронного пучка с веществом.

Вторая глава посвящена исследованию механизмов генерации динамических напряжений в твердых диэлектриках при импульсном облучении плотными электронными пучками сильноточных ускорителей электронов /13,15,23,24,28,30,31/. Экспериментальные исследования выполнены на установке, созданной на базе ускорителя электронов ГИН-600. Регистрация амплитудно-временных параметров АИ, возбуждаемых в твердом теле импульсом электронного облучения, осуществля-

лась контактным (на основе пьезоэлектрических датчиков давления) и бесконтактным (на основе лазерного интерферометра) методами. Параметры методов регистрации: чувствительность по давлению 107 Па/В, временное разрешение 7 • 10~9с, чувствительность по смещению 20 нм, относительная погрешность измерения напряжений 20%. Для выяснения механизма генерации динамических напряжений при электронном облучении потребовалось тщательное экспериментальное исследование амплитудно-временных параметров АИ. Анализ эффективности возможных механизмов генерации (термоупругий, динамический, черепковский, радиационно-химический, пондеромоторный) показал, что все они за исключением динамического и черепковского могут вносить свой вклад в генерацию динамических напряжений в диэлектриках. Вследствие универсальности термоупругого механизма для всех классов твердых тел необходимо было прежде всего выяснить его вклад в генерацию напряжений в диэлектриках под действием СЭП. С этой целью исследовалась зависимость амплитуды АИ от плотности потока электронов. Для термоупругого механизма в приближении мгновенного ввода энергии в поглотитель связь между объемной плотностью поглощенной энергии Б» и возйикающим напряжением о(х,1) линейна:

= (3)

где Гг - параметр Грюнайзена; х - координата; * - время; С/ - скорость звука. В условиях проводимого эксперимента выполняется приближение мгновенного ввода, поэтому в случае термоупругого механизма зависимость амплитуды АИ от плотности внесенной энергии должна быть линейной. Экспериментально полученные зависимости для ЩГК, ПЭ, ПТФЭ, ПК и ЭД-20 линейны (рис.1), что указывает на термоупругую

природу генерируемых напряжений. Тем не менее для полимеров необходимо было выяснить - соответствует ли коэффициент генерации параметру Грюнайоена. С этой целью сравнивалась температурная оависимость коэффициента генерации с известными данными по температурной оависимости параметра Грюнайоена (рис.2). Экспериментальные исследования выполнены в интервале температур 160-300 К с помощью лазерного интерферометра. Необходимые для определения параметра Грюнайоена Гг = и0рсуЕ, смещения и0, поверхностная плотность энергии Е,у температурная оависимость скорости звука с/(Т) и коэффициента затухания Р(Т), определялись экспериментально. Из этих данных следует, что коэффициент генерации Г как и параметр Грюнайоена Гт увеличивается с понижением температуры, а значение Г при комнатной температуре в пределах ошибки измерений совпадает с термодинамическим параметром Грюнайоена (табл.2).

Таблица 2 Параметр Грюнайоена Г у и коэффициент генерации Г

Полимер Гэ Гт

ПЭ 1,1 0,9

ПТФЭ 0,7 0,6

ПК 0,9 0,7

' ЭД-20 0.9 0.9

ПММА 0,8 0,8

Результаты проведенных исследований, включающие оависимость амплитуды динамических напряжений от плотности потока электронов и их длительности от волнового сопротивления материала, температурную оависимость параметра генерации, позволяют сделать вывод о термоупругой природе акустического излучения полимеров в условиях, исключающих эффективное накопление электрических зарядов.

ной амплитуды импульсов напряжений от плотности потока электронов Ф : 1 - KCl; 2 - ПЭ; 3 - ЗД-20; 4 - ПК; 5 -ПТФЭ.

63

1Е0

МОТД

Радиационно-химические процессы, а также накопление оаряда не оказывают оаметного влияния на формирование АИ. Для ПММА этот вывод справедлив при уровнях воздействия, когда возникающее в образце электрическое поле превышает электрическую прочность, и накопление

«.О

«О 100 240 г& Г, К Рис. 2. Температурные зависимости параметра Г)эю-найзена (а) и коэффициента генерации (б) поликарбоната.

оаряда не происходит. Акустическая реакция ПММА и силикатных стекол при определенных условиях облучения существенно отличается от выше рассмотренных диэлектриков. Анализ условий, в которых проявляются особенности акустической реакции, показывает, что причиной этого является накопление объемного заряда в облучаемых образцах. Для выяснения влияния зарядовой составляющей на генерацию АИ проводились параллельные измерения возбуждаемого акустического сигнала и импульса тока на необлучаемой поверхности образца. Это позволило связать особенности генерации АИ с условиями заряжения. Изучение акустического отклика при облучении ПММА и силикатного стекла с открытой поверхностью показало, что термоупругому сигналу предшествует импульс растяжения, возникающий у тыльной необлучаемой поверхности образца. Импульс тока в этом случае имеет однополярный вид, что указывает на отсутствие стекания заряда. В случае заземленной облучаемой поверхности импульс, предшествующий термоупругому, проявляется слабо и ему соответствует биполярный импульс тока, т.е. имеет место стекание заряда.

При электрическом пробое акустический сигнал, предшествующий термоупругому, не наблюдается. В процессе этих исследований выявлены закономерности формирования АИ в ПММА н силикатном стекле при последовательном облучении электронным пучком различной плотности. Экспериментально показано, что искажение термоупругого АИ, в том числе появление дополнительного минимума и максимума (рис.3), связано с накоплением электрического оаряда в образцах и появлением наряду с термоупругими пондеромоторных сил.

На основе установленных механизмов проводились расчеты механических напряжений в диэлектриках в приближении полупространства и тонкой пластины. Система уравнений для описания генерации динамических напряжений включает волновое уравнение для напряжений и уравнение теплопроводности. Полученное решение для полупространства использовалось для расчета динамических напряжений в исследуемых материалах с учетом энергетического спектра ускорителя электронов.

Результаты расчета динамических напряжений для полупространства хорошо согласуются с экспериментальными данными, полученными при облучении ЩГК и полимеров в условиях,

Рис.3. Акустические импульсы в ПММА: а - эксперимент; б - расчет для заданного распределения электрических полей (в) при плотности пучка электронов Ф = 2,5 • 1012см-2. обеспечивающих стекание заряда. Сложность, регистрации волн напря жений в тонкой пластине вызывает необходимость получения данных с помощью расчета. Расчет выполнен для случая нормального падения аксиально-симметричного электронного пучка на тонкую пластину. Из полученных решений следует, что в процессе акустической релаксации в области энерговыделения возникают растягивающие напряжения, величина которых зависит от профиля радиального распределения поглощенной энергии. Наибольшие растягивающие напряжения возникают при ступенчатом распределении поглощенной энергии. Для учета вклада термоупругих и пондеромоторных сил в процесс формирования АИ при электронном облучении решалось одномерное волновое уравнение для напряжений в полупространстве без учета теплопроводности и пространственного перераспределения объемного заряда. Для мгновенного ввода энергии решение имеет вид:

-Q2(x,t) Щт{х - cti) - i^^EHx - ett)

©iОМ) = i J' 02(x,O=i1' (4)

u ' { 0, c(t - x < 0; v ' ' \ 0, x - c/t < 0.. w

Здесь T - температура; Ee - напряженность электрического поля; So - электрическая постоянная; е - относительная диэлектрическая проницаемость; а - коэффициент электрострикции. Для расчета АИ в диэлектриках с помощью формулы (4) необходимы данные о распределении температурного и электрического полей. Распределение температуры T(x,t) определялось по плотности поглощенной энергии Ev{x,t)

(T(x,t) = ^"^Су Изменение температуры при возникновении электрического поля не учитывалось, так как оно составляет менее одного процента от изменения температуры, обусловленное ионизационными потерями. В расчетах для циклического облучения учитывалось электрическое поле Eei, возникшее в образце в результате предшествующих импульсов облучения, величина которого определялась по изменению пробега электронов акустическим методом. Поле Ее2, генерируемое импульсом облучения, для которого проводился расчет, определялось по импульсу тока смещения J{t). В необлучаемой части образца поле Ее2 определяется поглощенным зарядом Q(t)

Ee2(h,t) = -Lfj(T)dT = Qp-. (5)

С to *о С-С-о

Поле вблизи облучаемой поверхности диэлектрика можно оценить но положению максимальной плотности выделившегося заряда

Eei(0,t) = -E(htt)(h-hm)/hm, (6).

где hm - расстояние от облучаемой поверхности до положения максимума плотности накопленного заряда. Внутри диэлектрика существует плоскость нулевой напряженности электрического поля, по разные стороны от которой поле имеет противоположные направления. Максимальное значение поля достигается на поверхности диэлектрика. В необлучаемой части диэлектрика устанавливается постоянное значение поля, величина которого определяется уравнением (5).

Расчетные и экспериментальные АИ, распределение полей Ее\

и Ее2 в

ПММА показаны на рис.3. Сравнение экспериментальных и расчетных АИ позволяет сделать вывод о том, что особенности генерации нал-

15

ряжении в полимерах определяются их электрическими свойствами.

Задача возбуждения АИ существенно усложняется, если учесть объемный характер энерговыделения, а также возбуждение наряду с продольными поперечных волн. Это существенно затрудняет теоретический анализ характеристик термоакустических источников, поэтому необходимы прямые измерения. Для одновременной ре-|0 гистрации продольных и сдвиговых волн используется бесконтактный метод на основе электромагнитно-акустического преобразователя. Результаты экспериментальных исследований пространственно-временных характеристик акустических волн, возбуждаемых в твердых телах СЭП, приведены на рвс.4. Установлено, что вид диаграммы направленности излучения продольной 30 ¿-волны (рис.4,а) определяется соотношением поперечного размера ¿0 области облучения и пробега электронов Яе в исследуемом материале. При > Яе реализуется случал генерации плоской волны с преимущественным излучением в направлении нормали к облучаемой поверхности, а для приближения сферической волны (с10 ~ Яе) излучение близко к изотропному. Диаграммы направленности излучения сдвиговых 5-волн для области облучения в виде круга и прямоугольника показаны на рис.4,б. Отсутствие в обоих случаях излучения 5-волны при 0 > 60" указывает на то, что генерация этой волны происходит, главным образом, при отражении ¿-волны от свободной поверхности. Результаты исследований направленности излучения продольной ¿'-волны, распространяющейся в плоскости иадения электронного пучка, приведены на рис.4,в. С увеличе-

и*

Рис. 4. Диаграммы направленности излучения Ь- волн (а) и 5 - волн (б) для области облучения в виде круга диаметром 0,5 и 0,7 мм соответственно (1) и прямоугольника размером 4,6 х 15 мм (2); Ь1 - волн (в) для области облучения в виде круга диаметром 2,5 мм (1), прямоугольника размером 0,7 х 10,5 мм (2) и 3,5 х 10,5 мм (3).

шем отношения сторон прямоугольника L1 -волна излучается преиму-дсствснно в направлении перпендикулярном большей стороне прямоугольника под углом <р = 0.

Результаты исследований амплитудно-временных характеристик возбуждаемых CUII волн напряжений, коэффициентов генерации нозво-шли установить механизмы возбуждения ЛИ в твердых диэлектриках, >тличню1пих<\я но величине радиационной проводимости. В ЩГК и ряде толимеров, характеризующихся относительно высокой радиационной фоводимоегью, основной вклад в генерацию ЛИ вносят термоуиругие тапряжения. В диэлектриках с низкой радиационной проводимостью 11ММА, силикатное стекло) вклад в генерацию ЛИ наряду с термоупру-ими вносят и попдеромоторпые напряжения.

В третьей главе рассматриваются процессы рассеяния и поглоще-шя энергии волны, обуславливающие затухание импульсных напряже-1ий в твердых диэлектриках. Для определения напряженного состоя -шя и зоне разрушения необходимо учесть диссипацию энергии А И л процессе их распространения. С этой целью исследовались характеристики распространения (скорость распространения и затухание) ЛИ. Измерение скорости распространения акустических импульсов в фисталлах k'Ol и NaOl покапало, ч то изменение амплитуды импульса. :жатия в пределах (2 105 - 108) Г1а не приводит к изменению скорости для данной толщины образца. Уменьшение толщины образцов приводит к увеличению скорости распространения АН но сравнению с традиционными ультразвуковыми измерениями на 2 - 3%. В стеклах зкорость звука практически постоянна (рис.5,а). Исследования зависимости скорости распространения ЛИ о г г раничной часто ты (рис.5,6) »водимого и материал импульса, сжатия показали, что пти изменения -.вязаны с дисперсией скорости и не превышают 4%. Анализ физиче-;ких механизмов потерь звуковой энергии (тормоунругий механизм поглощения, дислокационное трение, потери на рассеяние, нелинейные эффекты) показывает, что затухание акустических импульсов в ЩГК, а также изменение скорости распространения ЛИ могут быть удовлетворительно описаны дислокационным трением. При рассмотрении гс-торации и распространения звука в исследуемых полимерах и

общем случае нужно учитывать особенности их вязкоупругого поведения. Проявление вязкоупру-

CJ £

W

гих свойств полимеров обусловлено наличием раоличных ре-

т г т влено наличием раоличных ре-

I ^ 1 К 1 лаксационных процессов. Одним

. trrj pnnrnfirtn nrmcoirnci -П отгл_

из способов описания вяокоупругого поведения является использование раоличных реологических моделей, в частности

обобщенной модели Максвелла. Для расчета вязкоупругих на-

U

Ol W

CJ

% U

n \ , -г 2 пряжений были определены Ha-

ll., (А

раметры реологической модели используемых в работе полимеров (табл.3). С отой целью (экспериментально получены темпе----¿5" « »^ » »— ратурные зависимости модуля

Юнга Е и тангенса угла механических потерь tg<p в интер-

qY _. __ вале температур от 180 до 370

^ ^ (*1,Гц Измерения выполнены ре-

Рис. 5. Зависимость скорости продоль- зонансным методом консольно ного овука от: а - толщины образцов закрепленного образца. Реоуль-КС1 (1), стекло НП (2); б - граничной таты измерений для ПТФЭ частоты и импульса сжатия в NaCl представлены на рис.6. (1), KCl (2), стекле НП (3).

Таблица 3 Параметры реологической модели

Материал //о, Ей в», Ь'з, П» Ъ, Ъ,

109 Па 109 Па 109 Па 103 Па с с с

ПЭ 3,8 4,0 - - 1,4-10"6 - -

ПК - 1,0 0,3 1,7 оо 1,8-Ю-4 3,5-105

ПТФЭ - 0,4. 0,9 0,9 7,2' Ю-9 6 • 10"3 оо

ЭД-20 1,7 1,5 - - 1,6. ю-4 - -

о,еа-

0,02

N

Используя параметры модели, характеризующей вязкоупругое поведение ПТФЭ, были рассчитаны АИ, возникающие в этом материале при облучении его электронным пучком используемого в работе ускорителя (рис.7,а). Для сравнения на рис.7,б приведены измеренные АИ сжатия. Экспериментально зарегистрированный сигнал имеет большее затухание, так как в расчетах не учитывалась неоднородность среды, влияющая па распространение АИ.

м но зоо х«

Рис. 6. Температурная зависимость динамического модуля Е и 1д8 для ПТФЭ.

Сравнение расчета с экспериментом позволяет разделить влияние релаксационных процессов и неоднородности среды на распространение акустического сигнала в конкретном материале.

Четвертая глава посвящена динамике разрушения диэлектриков при импульсном облучении плотными электронными пучками /2, 22, 25 - 27, 33/. Мощное радиационное воздействие на материалы характеризуется сильными коллективными эффектами. Один из них - хрупкое разрушение твердого тела. В 1966г. Р.Освальд впервые обнаружил разрушение полупроводниковых монокристаллов импульсами электронного облучения. Разрушение твердых диэлектриков под действием сильноточных электронных пучков обнаружили Д.И.Вайсбурд и Н.Н.Балычев в 1972г. В дальнейшем это явление наблюдалось при облучении электронными пучками горных пород, металлов, стекол. Характерная особенность такого разрушения - отсутствие существенных тепловых эффектов. Оказалось, что для всех материалов можно ввести порог разрушения, т.е. такую минимальную плотность поглощенной энергии,

Рис. 7. Расчетные (а) и экспериментальные (б) акустические импульсы сжатия в ПТФЭ на расстоянии 5 мм от свободной поверхности, выше которой образец разрушается. При этом все классы твердых тел разрушаются уже при дозах 104 - 106 Гр- Сопоставление различных

материалов покапывает, что ионные кристаллы выделяются наиболее низкими порогами электронного разрушения. Кристаллы раскалывают ея по плоскостям спайности (100), (OJO), (001). При пороговых плотностях потока плектронов Ф ~ 5Ю12см~2 разрушающая трещина равновероятно раскалывает кристалл по плоскостям спайности (100) и (010), перпендикулярных широким граням образца. С увеличением плотности потока электронов (Ф ~ 1013см~2) наблюдается одна-две разрушающие трещины. При Ф — И - 5) ■ 1013см~2 появляется множество трещин перпендикулярных и параллельных широким граням образца. 15 опытах но разрушению тонких кристаллов (толщина меньше пробега пучка) было обнаружено, что часть кристаллов разрушается трещинами, которые прорастают вне области облучения. У11 с р г ия, н <: о б хо д и м ая для обра иивания и прорастания трещин, переносится на областью взаимодействия излучения с нешеством волнами упругих напряжений, которые возбуждаются в образце олектроштым пучком. Интерференция и взаимодействие этих волн с различными дефектами структуры может приводить к разрушению.

Для исследования влияния различных типов волн напряжений на явление раскола ионных кристаллов применялось два способа нагружения образцов. При лср вом способе импульс напряжений возбуждался непосредственно в исследуемых образцах электронным облучением и определялся средний порог разрушения для трех геометрий облучении: исходные образцы (рис..К,а), образцы

3

с* С

4

5 &

Mû M

40

Рис. 8. Средние значения напряжений, соответствующие разрушению кристаллов KCl в различных условиях облучения: а - необработанный обработанные но периметру сма образец; б - образец, обработанный чивающей жидкостью (рис.8,б), смачивающей жидкостью; в - обра- образцы с акустической ловушкой зец с акустической ловушкой. (рис.Я,и). Повышение порога раз-

рушения предварительно обработанных образцов по сравнению с исходными указывает на демпфирование колебаний и ослабление интерференционных эффектов в этой геометрии облучения. Чтобы выделить эффект однократного взаимодействия плоских волн с объемными

ff, <о&Па

Рис. 9, Распределение вероятности разрушения кристаллов: 1- KCl; 2 - NaCl.

и поверхностными микротрещинами, осуществлялся вывод волны из обраоца. Это достигалось акустическим согласованием исследуемых

кристаллов с ловушкой, обладающей большим коэффициентом оатухания акустических колебаний. При этом наблюдается дальнейшее увеличение порога разрушения (рис.8,в). При втором способе нагружение осуществлялось импульсом напряжений, который возбуждался электронным пуч- : ком в ударнике, находившемся в аху-: стическом контакте с исследуемым об->': раоцом. Материал ударника подби- ": рался так, чтобы длительность АИ' ■ в нем была близка к длительности импульса, возбуждаемого в ионном кристалле при электронном облучении. Функции распределения вероятности разрушения кристаллов КС1,

приведены на рис.9. Наблюдаемое различие в порогах разрушения при различных способах на-гружения связано с тем, что в об-. раоцах, нагружаемых импульсом упругих напряжений ударника, не возбуждаются цилиндрические продольные и изгибные волны, а именно взаимодействие этих волн с краевыми и поверхностными трещинами и определяет минимальный порог разрушения ионных кристаллов.

Для исследования кинетики процесса раорушения применялась высокоскоростная фотоустановка, созданная на базе ВФУ-1.

Ь & «

tp.lCcM-'

Рис. 10. Зависимость времени задержки начала разрушения образцов KCl толщиной 0,5 мм (1) и 0,8 мм (2) от плотности потока электронов Ф.

При исследовании процесса раорушения ионных кристаллов под действием СЭП, впервые проведенном с помощью высокоскоростной фотоустановки, обнаружена задержка начала разрушения относительно импульса облучения. Величина задержки и место локализации разрушения существенно зависят от плотности потока электронов. Зависимость времени задержки начала раорушения от плотности потока электронов

для кристаллов KCl размером 10x10x0,5 мм показана на рис.10. При плотности потока 1,3- 1013см~2 зарождение трещин начинается с периферии образца, а задержка начала разрушения составляет 30 мкс. Образец разрушается, как правило, одной трещиной. Увеличение плотности потока электронов приводит к уменьшению времени задержки. При этом наряду с краевыми наблюдается прорастание трещин из области облучения, а число разрушающих трещин увеличивается до двух-трех. С увеличением плотности до 5 ■ 10'3см~2 наблюдается множественное разрушение, которое начинается преимущественно из области облучения с временем задержки менее 3 мкс. Большие времена задержки начала разрушения свидетельствуют о том, что в разрушении важную роль играют колебания, которые существуют длительное время без значительного затухания. К ним относятся различные моды собственных колебаний, которые можно рассматривать как предельный случай распространения нестационарных волн Лэмба, движущихся в прямом и обратном направлениях. В тонких пластинах возбуждаются волны Лэмба двух типов: симметричная волна и антисимметричная волна, которые представляют собой продольную и изгибную волны в пластине. Изменяя геометрию облучения, можно возбуждать различные моды колебаний и исследовать характеристики разрушения при различных условиях нагружения. Наиболее полные исследования влияния изгибных волн Ломба на характеристики разрушения были выполнены нами для кристаллов KCl. На рис.11 показаны функции распределения вероятности разрушения трех групп образцов. Образцы первой группы располагались на коллиматоре и закреплялись каплей клея размером не более 1 мм. Обраоцы третьей группы приклеивались к коллиматору по всей грани образца за исключением области облучения. Сетчатая структура склейки позволяла, с одной стороны, свести к минимуму вывод из образца энергии воз-Рис. 11. Функции распределения ве- буждаемых

волн, а с другой - умень-

роятности разрушения кристаллов щить амшштуду шги6ных колебаний образца. На обраоцы второй

4.0

F

KCl.

группы наносилась со стороны облучаемой поверхности аналогичная сетчатая структура, а закрепление осуществлялось так же, как и в пер-

вой группе. Разрушение обраоцов первой группы (кривая 1) характеризуется появлением визуально наблюдаемых трещин на периферии образца с большим временем задержки, составляющим для Ф = 2,5 - ■ 1013см~2 около 10 мкс. Для образцов второй группы (кривая 2) разрушение по-прежнему начинается, главным образом, с периферии образца, однако время задержки уменьшается до 3 - 4 мкс. При дальнейшем увеличении плотности потока электронов рост трещин начинается преимущественно из зоны облучения. Характерной особенностью разрушения обраоцов третьей группы (кривая 3) является появление разрушающих трещин из области облучения с задержкой менее 2 мкс и появления откола на тыльной стороне пластины при ф > 4 • 10,3см~2.■. Полученные данные показывают, что определяющую роль в процессе • разрушения тонких образцов, облучаемых СЭП, играет сложное поле,, , напряжений, обусловленное генерацией и распространением нестацпо' •„,. парной антисимметричной волны Ломба. Закрепление образца приводит к демпфированию антисимметричной волны Лэмба и повышению порога разрушения в 1,5 - 2,5 рала.

Зависимость характеристик разрушения диэлектриков под действием СЭП от частоты следования импульсов облучения, температуры,, эффекта накопления повреждений не противоречат кинетическим представлениям о природе прочности, с другой стороны, наличие порога по плотности поглощенной энергии, при котором наступает разрушение, создает представление об электронном разрушении как о критическом событии. Многократное предварительное облучение ионных кристаллов электронными пучками подпороговой плотности не приводит к заметному изменению порога разрушения. Однако при облучении пороговой плотностью потока электронов до разрушения проходит конечное время, что свидетельствует о развитии в монокристаллах процессов, приводящих к разрушению. Поскольку при разрушении фиксируется только конечный результат, то необходимо доказать, что. разрушение развивается за время пребывания образца под нагрузкой, а не является критическим событием, связанным со случайными перегрузками. С этой целью нами исследовалась зависимость среднего порога разрушения от числа циклов нагружения. Экспериментально показано, что с увеличением числа циклов нагружения вероятность разрушения возрастает. Хрупкое разрушение твердых тел характеризуется ( большим разбросом результатов. Поэтому построение надежной зависимости долговечности от напряжения, но которой можно было бы

прогнозировать вероятность рапрушения, представляет чршвычнино сложную задачу. Физической основой для объяснения механических свойств, связанных с временем воздействия, может стать развитый В.А.Степановым с сотрудниками подход, учитывающий существование двух процессов - разрушения и деформации, идущих одновременно в нагруженном твердом теле. Разрушение идет в соответствии с формулой Журкова, но ответственность оа разрушение несут не средние, а локальные напряжения. Характерные особенности данной модели разрушения проявляются, когда времена нагружения меньше параметра релаксации. В этом случае для построения кривой долговечности применяется циклическое нагружение. Для циклического нагружения с длительным отдыхом (остаточные напряжения релаксируют полностью и каждый последующий цикл повторяет предыдущий) выражение для долговечности, имеет вид:

1ш\ = 1пЛ- В а,

(7)

где А и В - определяются коэффициентом перенапряжений и параметрами релаксации локальных напряжений. Если параметры релаксации неизвестны, то 1пА и В можно определит!, по площади под кривой И/(т), которая определяется как отношение числа образцов, разрушившихся при данной амплитуде напряжений оа дос тупное в опыте время, ко всем испытанным при отой амплитуде напряжений. По результатам расчета 1пЛ - 5,0 и Ц — 0,9- Ю-7 и'!И получена кривая долговечности при циклическом нагружении (рис.12). Экспериментально определенное число циклов до разрушения в широком интервале уровней нагружения описывается расчет.ой зависимостью (7).

Взаимодействие СОИ с высо-коомными диэлектриками сопровождается возникновением сильных электрических нолей объемного заряда, который накапливается в результате поглощения электронного

_ пучка. Имеющиеся литературные

1г ^^ б,<0*Па 16 данные очражают две точки зрения.

Рис. 12. Зависимость среднего Первая допускает возможность на числа импульсов до разрушения копления оаряда и высоких кяектри-от напряжения в цикле. ческих полей, вторая исключает

такую возможность из-за высокой радиационной проводимости. Исследование кинетики релаксации заряда показало, что в ионных кристаллах

-54

г

\

•V

VaCi, KCl нейтрализация происходит за время облучения. Напряжен-юсть электрического поля при плотностях потока электронов вплоть jo разрушения не превышает 106 В/см. Ио-оа высокой радиационной троводимости во время импульса облучения не удается достичь пробивных значений напряженности электрического поля. В этих матери-шах реализуется термоупругий механизм разрушения. В полимерах необратимые изменения обусловлены электроразрядным механизмом разрушения. Особенности электрораорядного механизма разрушения асследовались на образцах ПММА при однократном и многократном зблучении. При микроскопическом исследовании облученных образцов 1аблюдаются объемные и поверхностные повреждения. Объемный дефект представляет собой канал пробоя, начинающийся с поверхности рбразца и переходящий в "дерево разряда". Канал пробоя направлен перпендикулярно облучаемой поверхности, а "дерево разряда" парал-гельно поверхности. При пороговых плотностях потока электронов образуется, как правило, одно "дерево пробоя", а с увеличением уровня юздействия их число возрастает. Глубина залегания "деревьев пробоя" рт облучаемой поверхности 180 - 230 мкм. Обнаружено, что расположение "деревьев пробоя" зависит от геометрии облучения. В заземленных рбраоцах каналы пробоя возникают в центральной части облучаемой рбласги, а в образцах с открытой поверхностью на границах области рблучения. Электрический пробой стекол удается реализовать только в геометрии "открытая" поверхность. В этой геометрии облучения поле :осредоточено в основном между необлучаемой гранью образца и объ-. змным зарядом термализованных электронов. Каналы электрического гробоя в пластинах стекла выходят к заземленной поверхности.

Пятая глава посвящена исследованию закономерное/гей разрушения диэлектриков в плоских волнах напряжений, которые возбуждаются ампульсным электронным пучком сильноточного ускорителя /22, 31, 15, 36/. В геометрии облучения, обеспечивающей возбуждение плоских »олн, наблюдается характерный вид динамического разрушения - откол. Экспериментальные исследования выполнены с применением схемы, позволяющей осуществлять однократное нагружение АИ исследуемых образцов. Это достигалось использованием акустической ловушки, изготовленной из того же материала, что и исследуемый образец, в форме конуса с цилиндрическим каналом вдоль его оси. В результате интерференции падающего и отраженного А И вблизи свободной поверхности зозникает импульс растяжения почти удвоенной амплитуды. При ми-

кроскопических исследованиях обраоцов, подвергавшихся импульсному нагружению, обнаружено два типа структур разрушения. Первый тип структур разрушения связан с образованием хрупких откольных розеток вблизи свободной поверхности, перпендикулярной направлению падения олектронного пучка. В ионных кристаллах NaCl, KCl, КВт от-кольное разрушение наблюдается как в области облучения, так и вблизи

пг

rJ

Р i

1 н 1

а г-* 1 1

Рис. 13. Функция распределения вероятности разрушения: 1 - ИаС1\ 2 - КВт.

из'

100

1h

тылыюи иовсрхнос/ги образца. Область разрушения представляет собой периодические аксиально-симметричные зоны, расположенные в плоскости (001), параллельной облучаемой поверхности. В изотропных средах (эпоксидная смола, герметик-Анатерм IV) образуются розетки откола, состоящие из однородных кольцевых зон. Фрактографические исследования поверхности откола позволили выявить типичные структуры, соответствующие последовательным этапам разрушения. При плотностях потока электронов (3 - 5) ■ 1013см~2 образуются одиночные аксиально-симметричные зоны разрушения. Повторное облучение приводит к дальнейшему развитию зоны разрушения, завершающееся отколом поверхностного слоя кристалла. С увеличением плотности потока электронов периодическая структура существенно изменяется: под действием однократного импульса облучения

Рис. 14. Распределение ПСР по толщине кристалла KCl. образуется колония дисковых микротрещин приблизительно одного размера. Плотность их настолько велика, что при повторном нагружении прорастают лишь периферийные дисковые трещины, другие объединяются, формируя плоскость откола. Пороги образования периодических структур разрушения (ПСР) определялись методом функций распределения .вероятности разрушения. Функции распределения вероятности разрушения кристаллов NaCl, KCl, КВг имеют одинаковый вид: характеризуются резким порогом по уровню воздействия и малой дисперсией (рис.13). Распределение ПСР по толщине образца приведено на рис.14. Вертикальными отрезками обозначены области, в которых образуются IICP, а границам отрезков соответствуют максимальные и

минимальные расстояния от ПСР до свободной поверхности образца. \ нал из данных по распределению ПСР по толщине образца покаоы-»ает, что можно указать такую предельную плотность потока олектро-юв, при достижении которой происходит переход от приповерхностно-•о разрушения к объемному по всей толщине кристалла. Для количе-

ственнного описания ПСР, их эволюции в зависимости от уровня внешних воздействий исследовались основные параметры образующихся структур. В качестве таких параметров были выбраны диаметры кольцевых зон и количество ПСР. Результаты исследований представлены на рис.15. С повышением плотности потока электронов увеличивается диаметр кольцевых зон и количество ПСР. Это продолжается до уровней нагружения, при которых суммарная площадь ПСР достигает площади акустического пучка.

Важную информацию о природе откола могут дать временные параметры процесса разрушения. Действительно, если откольное разрушение происходит в плоских волнах напряжений, генерируемых СЭП, то задержка разрушения относительно импульса облучения включает время распространения волны напряжений из области генера-Рис. 15. Зависимость диа- ции до места разрушения. Исследование летра (а) и числа ПСР (б) от разрушения с помощью скоростной ки-шотности потока электронов, носъемки показало, что первые дисхо-1ые трещины появляются вблизи тыльной поверхности образца после 1мпульса облучения с запаздыванием, определяемым временем распро-транения акустической волны но образцу к зоне разрушения. Высоко-коростная киносъемка из-за большого временного интервала (2 мке) !ежду смежными кадрами не позволяет определить время развития 1С'Р в сечении откола. Кинетика роста ПСР в кристаллах N0.01 ис-ледовалась по отражению лазерного луча от поверхности дисковых 'рещин, образующихся в сечении откола. Продолжительность разви-

тия откола, по результатам этих намерений составляет 200 - 500 не.

Микроскопические исследования ионных кристаллов показали, что наряду с ПОР наблюдается другой тип структур повреждений, связанный с образованием и объединением пор. Образование пор начинается при тех же пороговых плотностях потока олектронов;что и ПОР. Диаметры периодических структур пор составляют сотни микрон и состоят из скоплений пор размером не более 1 мкм. С увеличением уровня напряжений наблюдается дальнейшее упорядочение в распределении пор: образуются аксиально-симметричные зоны с характерным размером пор в пределах зоны. Кольцевые зоны пересекаются радиальными лучами, состоящими из пор, плотность которых сохраняется в пределах одной зоны, но изменяется при переходе из одной зоны в другую. Дальнейший рост напряжений до 70 МПа приводит к слиянию нор, образованию большого числа разрывов сплошности в центральной зоне структуры и сдвигу лучей к периферии. Электронномикроскопиче-ские исследования показали, что образуются поры двух конфигураций: плоских дисков и призматических пор с овальными вершинами. Растворением кристаллов установлено, что остаточная атмосфера в порах отсутствует. Для количественного описания упорядоченных распределений нор исследовались радиусы кольцевых зон, распределение пор по размерам, их концентрация в различных зонах в зависимости от уровня внешнего воздействия. В образцах NaCl радиусы первой кольцевой

зоны находятся в интервале от 60 до 0,1 h 170 мкм, а радиусы второй - от 150

до 300 мкм. Анализ функций распределения пор по размерам показывает 02 (рис.16), что наиболее вероятно обра-

иовалие мемнх пор диаметром менее 1 мкм. Результаты проведенных иссле-U 4 . дований показывают, что наблюдаемые

ПСР в ионных кристаллах связаны с волновым характером распространения напряжений-при динамическом нагру-жении. Для расчета механических напряжений, генерируемых в твердых телах СЭП, использовалось гидродинами-

TJ

У1

2 Ь Ь йцнкп

Рис. 16. Функция распределения пор по размерам.

ческое приближение. Расчет компонент тензора напряжений показал, что вблизи тыльной стороны мишени в результате интерференции падающей и отраженной волны возникает область всестороннего растя-

<ения.

Для выявления физической природы разрушения при импульсном [агружении особенно актуальны исследования дислокационной струк-'уры, так как все микромеханиомы зарождения хрупких и вязких трещи носят дислокационный характер. Изучение динамики надбарьерно-о движения быстрых индивидуальных дислокаций проводится в осно-ном посредством ударной деформации с длительностью импульса Ю-5 . Нагружение АИ, генерируемыми в твердых телах СОИ, позволило ¡сследовать поведение дислокаций при длительностях нагружения мень-лих Ю-7 с. Изучение подвижности дислокаций в кристаллах УУаС/ осуществлялось погружением их биполярным АИ с амплитудой импульса жатия от 5106до4107 Па. Исследуемые образцы в виде призматических тержней с концентрацией примеси не более 10~3вес.%, пределом теку-ести 4 ■ 105 Па, плотностью дислокаций 104см-2 деформировали при вух температурах: 290 и 77 К. Для выявления начального и конечного оложения дислокаций до и после деформации кристаллы подвергались имическому травлению. В результате проведенных исследований уста-овлено, что в том случае, когда к образцу прикладывается биполярный мпульс с одинаковыми амплитудами сжатия и растяжения, при по-торном травлении новых дислокационных ямок не наблюдается. Однако

было обнаружено большое количество плоскодонных ямок травления разных размеров, которые являются, по-видимому, следами рождения и движения дислокаций. Возможно, что дислокационные петли, рожденные при импульсе растяжения, возвращаются на прежнее место. При подавлении импульса растяжения наблюдалось движение дислокаций. На рис.17 показана зависимость длины пробега краевых < дислокаций (. от величины импульса АР = Рс - Р,,, где Рс - импульс сжатия, Рр - импульс растяжения. Длина пробега дислокаций линейно зависит от АР и увеличивается с понижением температуры. При 293 К пробег дислокаций достигает (5-60)-10~вм. Полученная зависимость использо-ались для определения коэффициента динамического торможения крае-

5ис. 17. Зависимость длины пробега краевых дисло-аций I от импульса АР [ля температур 290 К (1) [ 77 К (2).

вых дислокаций.

где Ь - вектор Бюргерса. Найденные оначения коэффициента торможения В77К = 6,7 ■ 1()_в пуао, В ¿до к = 9,6 • Ю-6 пуао оказываются в 20 раз меньше величины В, независимо полученных для тех же кристаллов обычным методом механического удара. В то же время отношения $290/Вп в обоих случаях оказываются одинаковыми. Полученные данные показывают, что дислокации даже при столь коротких импульсах двигаются надбарьерно, а их торможение обусловлено вязкой диссипацией энергии в фононной подсистеме кристалла. Измерение плотности дислокаций в области интерференции падающего и отраженного от тыльной поверхности образца АИ показало, что при допороговых уровнях воздействия плотность дислокаций в пределах статистического раоброса совпадает с исходной плотностью ненагруженных образцов. В условиях нагружения, приводящих к образованию ПСР, характер зависимости меняется: наблюдается увеличение плотности дислокаций,

которая достигает максимального оначения и быстро уменьшается до исходной концентрации ненагруженных образцов с ростом уровня воздействия (рис.18). Ди-локационное поле состоят из двух зон, отличающихся плотностью дислокаций: первая зона расположена между свободной необлу-чаемой поверхностью кристалла и сечением откола, вторая -- занимает всю оставшуюся часть кристалла. В первой зоне плотность дислокаций более чем на порядок превышает плотность дислокаций второй зоны. Повышенная плотность дислокаций в первой зоне связана с циклическим воздействием на материал импульса напряжений, возникающего в результате отсечения части АИ ПСР, и рождением дислокаций при торможении дисковых трещин.

Предложена качественная модель разрушения диэлектриков при мощном радиационном воздействии. Основными факторами разрушающего воодействия СЭ11 на диэлектрики являются генерация высоких динамических напряжений и внутренних электрических полей. В материа-

Рис. 18. Зависимость плотности дислокаций от плотности потока электронов.

лах с низкой радиационной проводимостью время релаксации зарядового состояния много больше длительности импульса облучения, поэтому величина заряда, инжектированного в образец в результате однократного и многократного облучения, достаточно велика и может произойти электрический пробой. Величина напряженности электрического поля определяется динамикой релаксации заряда. Внешняя релаксация приводит к тому, что диэлектрик после облучения становится электронейтральным в результате проводимости либо эмиссии. Внутреннее электрическое поле обусловлено локально несхомпенсированным зарядом поглощенного электронного пучка. Процесс внутренней релаксации заряда определяется прежде всего проводимостью диэлектрика. В полимерах из-за нивкой исходной и радиационной проводимости возникают сильные электрические поля объемного заряда, достаточные для развития лавинной ударной ионизации вещества и образования стримерных разрядов. В материалах с ниокой радиационной проводимостью реализуется влектрораарядный механизм разрушения, а наблюдаемое разрушение (деструкция, трещинообразование) является следствием термомеханических эффектов в результате выделения энергии электрического поля в веществе. Другим фактором разрушающего воздействия СЭП на материалы являетёя высокая скорость нагрева решетки, сопровождающаяся генерацией динамических напряжений. Механизм генерации напряжений состоит в следующем. Основная доля энергии электронного пучка передается непосредственно электронной подсистеме. Решетка получает большую часть энергии электронных возбуждений за счет их релаксации с испусканием фононов или образованием дефектов. Небольшая часть энергии рассеивается путем излучения фотонов. Таким образом, за время электрон-ионной релаксации ~ Ю-9 с практически вся энергия переходит в тепло. В результате высокой скорости нагрева область взаимодействия электронного пучка с веществом оказывается первоначально сжатой. Разгрузка происходит за счет излучения АИ сжатия. Отражаясь от свободной поверхности, часть импульса сжатия преобразуется в импульс растяжения. В результате ио области облучения излучается Ай биполярной формы. Пространственная направленность излучаемых АИ определяется соотношением характерного размера области облучения А, и величиной пробега электронов 11е в материале. При с1„ > Я« генерируются АИ с плоским волновым фронтом и преимущественным излучением в направлении нормали к облучаемой поверхности. Если 1о ~ Ве АИ генерируется со сферическим волновым фронтом и равноме-

рным пространственным получением акустической энергии. Поперечные АИ вообуждаютсл при отражении продольных АИ от поверхности образца. В реоультате воаимодействия прямых и отраженных продольных и поперечных импульсов в тонком образце возбуждаются волны Лемба, которые трансформируются в собственные колебания образца. Определяющую роль в процессах разрушения играет сложное напряженное состояние, обусловленное генерацией и распространением нестационарных антисимметричных волн Лэмба. Временные параметры этих процессов определяют задержку появления виоуально наблюдаемой трещины относительно импульса облучения. В геометрии облучения, обеспечивающей генерацию плоской волны, вблиои тыльной поверхности образца возникает область всестороннего растяжения. Именно в этой области вооникают различные типы структур разрушения. Характеристики периодических структур разрушений в ионных кристаллах непосредственно не связаны с длиной волны. В то же время такие параметритах диаметр и концентрация;изменяются с изменением уровня воо-действия. Одновременно с розетками откольного раорушения в ионных кристаллах образуются структуры, состоящие ио микропор-полостей почти сферической формы. Наиболее вероятно образование пор по деформационному механизму в реоультате захлопывания дисковых трещин. На это укапывает их пространственная локализация: поры лежат в одной плоскости и на таких же расстояниях от свободной поверхности, что и дисковые трещины. В центре бывшей дисковой трещины размер пор больше, чем у устья. Для захлопывания трещин необходимо коллективное перемещение атомов, расположенных на ее поверхности. Образование пор происходит в пересыщенной дефектами области кристалла. В такой системе, находящейся в состояниях далеких от термодинамического равновесия, возможно вязкое течение, самопроизвольный: переход в состояние с высокоупорядоченными пространственными структурами.

Шестая глава посвящена практическому применению результатов работы /5,11,12,18,19,29,34/. Рассмотрены прикладные аспекты радиа-ционно-акустических эффектов в твердых телах, связанных .с воомож-ностью измерения параметров потоков излучений, способов электронно-акустической дефектоскопии и радиационно-акустического зондирования объемных зарядов и электрических полей, определения характеристик вещества, применения электронного раорушения твердых тел.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Установлен механизм генерации динамических напряжений в

32

[электриках в условиях мощного радиационного воздействия. Покато, что в материалах с высокой радиационной проводимостью радиа-юнно-химические процессы и накопление оаряда не окапывают за-зтного влияния на генерацию динамических напряженней домини-/ющим механизмом генерации является термоупругий. В материа-IX с низкой радиационной проводимостью (ПММА, силикатное сте-ю), вследствие накопления объемного оаряда и возникновения олек-эического поля, генерация динамических напряжений определяется не злько термоупругим, но и пондеромоторным механизмом.

1.1. Разработан комплекс экспериментальных методов исследо-1лия амплитудно-временных параметров динамических напряжений, юбуждаемых плотными электронными пучками сильноточных уско-1телей, и установлены общие закономерности изменения амплитудных временных параметров динамических напряжений в зависимости от юйств вещества и характеристик поля излучения. Экспериментально феделена эффективность генерации динамических напряжений в ши-жом интервале температур и уровней воздействия.

1.2. На основе результатов экспериментальных исследований прост-шственно-вроменных характеристик акустических импульсов полу-:ны диаграммы направленности излучения радиационно-акустических ;точников звука. Установлено, что вид диаграммы направленности гределяется поперечным размером теплового источника (¿„ и вели-1ной пробега электронов в материале :

• при <4 ~ #е акустическая энергия излучается практически равномерно в телесный угол 1, 5тг;

• при ¿о > Ле основная доля энергии излучается в направлении нормали к облучаемой поверхности.

1.3. Рассчитаны динамические напряжения в полупространстве с гетом термоупругих и пондеромоторных сил, динамические и ква-1статические термоупругие напряжения в тонкой пластине при облу-;нии ее аксиально-симметричным электронным пучком, механические шряжения в полимерах с учетом их вязкоупругих свойств.

2. Определены и исследованы характеристики распространения корость звука и затухание) наносекундных акустических импуль->в в диэлектриках. Показано, что в ЩГК экспериментально наблю-|£мое изменение скорости звука и затухание связано с дислокацион-лм трением. Распространение акустических импульсов в полимерах

зз

описано с учетом их вязкоупругих свойств. С этой целью исследованы температурные (зависимости (180 - 370 К) модуля Юнга и тангенса угла механических потерь для ПЭ, ПТФЭ, ПК и ЭД-20 методом кон-сольно закрепленного образца. Определены параметры реологических моделей исследованных полимеров.

3. Установлены основные факторы разрушающего воздействия сильноточных электронных пучков на материалы. Показано, что взаимодействие плотных электронных пучков с диэлектриками приводит к сильным коллективным эффектам - возникновению высоких механических и электрических полей, вызывающих потерю механической и электрической устойчивости.

3.1. Обнаружены и изучены различные типы структур разрушения. Экспериментально установлено, что минимальный порог разрушения тонких образцов ионных кристаллов, облучаемых сильноточным электронным пучком, определяется антисимметричными волнами Лэмба. Обнаружено, что в ионных кристаллах при критических напряжениях образуется два типа структур разрушения. Первый тип структур разрушения связан с образованием хрупких откольных розеток - периодичесхих структур разрушения. Второй тип структур состоит из мижропор-полостей почти сферической формы, которые образуются при тех же условиях нагружения, что и розетки откольного разрушения. Определены параметры этих структур в зависимости от уровня воздействия.

3.2. Изучена кинетика хрупкого разрушения ионных кристаллов. Обнаружена задержка появления трещины относительно импульса оо-лучения. Показано, что место локализации трещины и величина задержки зависят от плотности потока электронов.

3.3. Проведен анализ волновых процессов, приводящих к отколь-ному разрушению. Показано, что в области разрушения реализуется состояние всестороннего растяжения.

4. На основе полученных экспериментальных и теоретических данных предложена качественная модель разрушения диэлектрика при однократном и периодическом облучении сильноточным электронным пучком.

4.1. Выделены три класса диэлектрических материалов, отличающихся механизмом радиационно-акустического разрушения.

Первый класс - диэлектрики с относительно низкой исходной и высокой радиационной проводимостью (ионные кристаллы: NaCl, KCl,

КВт). Ио-оа высокой проводимости в процессе облучения электри-[еское поле объемного заряда недостаточно для развития электро->азрядных процессов и проявления пондеромоторных сил. Основным [¡актором разрушающего воздействия сильноточных электронных пуч-:ов является возбуждение в них импульсов термоакустических напря-кений.

Второй класс - диэлектрики с низкой исходной и радиационной про-юдимостью (полимеры ; полиэтилен, фторопласт, полиимид, ПММА). Зни эффективно накапливают заряд, в них возникают сильные внутренние электрические поля. Разрушение развивается в условиях одно-феменного воздействия интенсивных термоакустических и электриче-ких полей.

Третий класс образуют диэлектрики, которые в зависимости от ■словий облучения разрушаются либо под действием импульса термо-.кустических напряжений, либо в результате электрического разряда.

4.2. Радиационно-акустические эффекты в твердых телах могут ис-юльооваться для измерения параметров потоков излучений, определения шзических свойств материалов, исследования зарядового состояния диэ-ектриков, определения прочности материалов, предназначенных для 1аботы в условиях мощного радиационного воздействия.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Vaisburd D.I., Balichev I.N., Gering G.I., Shkatov V.T. Luminescence and fracture of ionic crystals as result of their electron subsystem superdense excitation// Jn : Jntern. Conf. Lumines. Abstracts., Leningrad, 1972. - rep. 42. - P. 34.

2. Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Скорость хрупкого разрушения ионных кристаллов при импульсном облучении мощными электронными пучками// ФТТ. - 1974,- Т. 16. - В. 10. - С. 3178 - 3179.

3. Балычев И.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Мощная эмиссия при импульсном облучении диэлектриков электронными пучками большой плотности// Иов. ВУЗов, Физика. - 1975. - N 3. - С. 157 -158.

4. Балычев И.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И., Москалев В.А., Шафир М.М. Разрушение нитевидных и тонких кристаллов под действием наносекундных импульсов облучения электронными пучками боль-, шой плотности// Письма в ЖТФ. - 1975. - Т. 1. - В. 9. - С. 423 -424.

5. A.c. N 549046, МКИ H Ol L 21/263. Способ очистки поверхности твердого тела / Д.И.Вайсбурд, А.Н.Валяев, Г.И.Геринг и др. (СССР]

- N 2180815/01.

6. Балычев И.Н., Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Мощная пороговая эмиссия диэлектриков при облучении наносекундным электронными пучками большой плотности// Письма в ЖТФ. - 1976. - Т. 2. - В. 7. - С. 327 - 330.

7. Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И., Кондратов В.Н. Хрупкое раорушение стекол при облучении пучками электронов большой плотности// ЖТФ. - 1976. - Т. 2. - В. 7. - С. 327 - 330.

8. Беспалько A.A., Геринг Г.И. Генерация упругих волн напряжений в твердых телах электронными пучками большой плотности// Письма в ЖТФ. - 1977. - Т. 3. - В. 4. - С. 152 - 154.

9. Вайсбурд Д.И., Геринг Г.И. Сверхрэлеевская скорость перемещения фронта хрупкого разрушения ионных кристаллов под действием наносехундных импульсов облучения мощными электронными пучками// Письма в ЖТФ. - 1978. - Т. 4. - В. 24. - С. 1497 - 1500.

10. Беспалько A.A., Геринг Г.И. Акустическая дозиметрия интенсивных электронных пучков// ЖТФ. - 1980. - Т. 50. - С. 213 - 215.

11. A.c. N 830888, МКИ G 01 Т 1/16. Устройство для определения профиля поглощенной дозы / Беспалько A.A., Геринг Г.И. (СССР).

- N 2866460/18-25/002312.

12. A.c. N 854132, МКИ G 01 L 27/00. Способ динамической тарировки пьезоолектрических датчиков давления и устройство для его реализации/ Беспалько A.A., Геринг Г.И. (СССР). - N 2808454/18-10.

13. Вайсбурд Д.И., Семин Б.Н., Ткванов Э.Г., Балычев И.Н.,Матлис С.Б., Геринг Г.И. Высокоэнергетическая электроника твердого тела / Под ред. Д.И. Вайсбурда. - Новосибирск: Наука, 1982. -227 с. (Монография)

14. Даринская Е.В., Урусовсжая A.A., Беспалько A.A., Геринг Г.И. Исследование динамики дислокаций при деформации кристаллов NaCl сверхкороткими импульсами облучения в электронном пучке// ФТТ

- 1982. - Т. 24. - В. 3. - С. 940 - 941.

15. Беспалько A.A., Геринг Г.И. Радиационно-акустический метод исследования материалов при облучении электронными пучками на-носекундной длительности//В кн: Сильноточные импульсные элек-

тронные пучки в технологии. - Новосибирск: Наука, 1983. - С. 93 -101.

16. Беспалько A.A., Блинов В.Й., Геринг Г.И. Роль импульсов упругих напряжений в явлении хрупкого разрушения ионных кристаллов при электронном облучении// ФТТ. - 1984. - Т. 26. - В. 4. - С. 1113-1116.

17. Беспалько A.A., Блинов В.И., Геринг Г.И., Савенко О.М. Динамическая тарировка широкополосных пьеоодатчиков давления// Нн-женерно-фиоический журнал. - 1984. - Т. 67. - N 1. - С. 166 - 167.

18. А.с, N 1152362, МКИ G 01 N 23/00. Способ определения коэффициента Грюнайзена твердых тел /Геринг Г.И., Савенко О.М. (СССР). - N 3647296/24-25.

19. A.c. N 1263042, МКИ G 01 N 23/02. Способ зондирования объемных зарядов и электрических потенциалов / Беспалько A.A., Вай-сбурд Д.И., Геринг Г.И., Иванов A.B., Томащук Ю.Ф. (СССР). -N 3858929/24-25.

20. Беспалько A.A., Геринг Г.И. Акустическое излучение конденсированных сред при их облучении плотными пучками электронов// Акустический журнал. - 1985. - Т. 31. - N 5. - С. 695 - 696.

21. Блинов В.И., Геринг Г.И., Елисеев H.A. Роль статических и динамических напряжений при злектронном разрушении твердых тел// ЖТФ. - 1986. - Т. - В. 11. - С. 2228 - 2231.

22. Блинов В.И., Геринг Г.И., Ковивчак B.C. Эволюция периодической структуры разрушения ионных кристаллов при электронном облучении// Письма в ЖТФ. - 1986. - Т. 12. - В. 18. - С. 1194 - 1197.

23. Геринг Г.И., Елисеев H.A. Генерация механических напряжений в полимерах при импульсном электронном облучении// Механика композитных материалов. - 1987. - N 1. - С. 143 - 144.

24. Геринг Г.И., Елисеев H.A. Акустические явления в высокоомных диэлектриках, облучаемых сильноточными пучками электронов// Акустический журнал. - 1989. - Т. 35. - В. 2. - С. 240 - 244.

15. Блинов В.И., Геринг Г.И. Кинетическая природа разрушения ионных кристаллов при облучении электронными пучками сильноточного ускорителя// ФХОМ. - 1989. - N 2. - С. 17 - 20.

¡6. Геринг Г.И., Ковивчак B.C. Фоторегистрация процесса разрушения ионных кристаллов под действием сильноточного электронного пучка// ПТЭ. - 1989. - N 3. - С. 220 - 221.

27. Геринг Г.И., Ковивчак B.C. Процесс разрушения хрупких материалов под действием сильноточных электронных пучков// ФХОМ. -1989. - N 4. - С. 136 - 138.

28. Геринг Г.И., Елисеев H.A., Блинов В.И. Диагностика ориентации стекловолокон в эпоксидной матрице с помощью пондеромоторных напряжений// Механика композитных материалов. - 1989. - N 5. -С. 924 - 927.

29. A.c. N 1492321, МКИ G Ol R 31/12. Способ исследования диэлектриков / Куоин А .Г., Елисеев H.A., Геринг Г.И. (СССР). - N 4333331/31-25.

30. Геринг Г.И., Елисеев H.A., Ковивчак B.C. Радиационно-ахустичес-кие эффекты в высохоомных диэлектриках, облучаемых сильноточными пучками электронов// Ахустичесхий журнал. - 1990. - Т. 36.

- В. 5. - С. 943 - 945. Т. 25. - N 11. - С. 9 - 11.

31. Блинов В.И., Геринг Г.И., Елисеев H.A., Ковивчак B.C., Савенко О.М. Исследование радиационно-ахустических эффектов в высохоомных диэлектриках под действием сильноточных электронных пучюв// Динамические процессы в гаоах и твердых телах (Физическая механика; вып. 6) / Под ред. Б.В.Филиппова, С.К.Матвеева.

- JI.: Иод-во Ленинградского ун-та, 1990. - С. 159 - 173.

32. Геринг Г.И., Ковивчак B.C. Диаграммы направленности термоаху-стичесхого источника, возбуждаемого в твердых телах сильноточным пучком электронов// Акустический журнал. - 1991. - Т. 31.

- N 2. - С. 577 - 579.

33. Геринг Г.И.,Ковивчак B.C. Порог разрушения хруших материалов, облучаемых сильноточным пучхом элехтронов// ФХОМ. - 1991. -N 4. - С. 43 - 45

34. A.c. N 1809371, МКИ G 01 N 19/04. Способ определения адгезионной прочности покрытий / Федосов В.В., Геринг Г.И. (СССР). -N 4907939/28.

35. Савенхо О.М., Геринг Г.И. Структурные состояния в зоне разрушения ионных кристаллов при динамическом нагружении// ФХОМ.

- 1991. - N 6. - С. 153 - 155.

36. Савенхо О.М., Геринг Г.И. Структурные уровни разрушения ионных христаллов при динамическом нагружении// ФТТ. - 1992. -Т.-34. - N 1. - С. 11 - 15.