авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |

«ISSN 1563-034X Индекс 75877 Индекс 25877 ...»

-- [ Страница 2 ] --

В работе [8] отмечается, что такое явление характерно для источников света, в которых отсутствует локальное термодинамическое равновесие, и свидетельствует об ином, механизме, нежели столкновение с электронами возбуждения. Поэтому по аналогии предполагается с индуктивно-связанной плазмой, что двухструйный плазматрон как источник света атомно-эмиссионного спектрального анализа является «радиационным». Это означает, что осевые зоны исследуемой плазмы двухструйного плазматрона насыщаются от высокотемпературных струй возбужденными атомами и ионами аргона путем столкновения с ними, а также метастабильными атомами аргона. При этом осуществляется пенинг ионизация и термический механизм возбуждения. Такое предположение относится к плазменным струям двухструйного плазматрона, где создается температурный барьер между горячими струями плазмы, вырывающими из сопла плазматрона и осевой зоны плазмы, охлаждаемой аэрозолью при вдувании жидкости с аргоном. Следовательно, поток плазмы двухструйного плазматрона в большей степени неравновесен при вдувании аэрозоля, чем при вдувании порошков между струями плазмы.

Величина аналитических сигналов практически была одинаковой как в отсутствии, так в присутствии матричных легкоионизируемых элементов (ЛИЭ). При рабочих условиях двухструйного плазматрона I=100 А, Gр=5 л/мин, Gтр =1,4 л/мин и в распылении растворов между струями плазмы устранение влияния матричных ЛИЭ (натрия, кальция) достигалось для всех исследованных атомных и ионных линий определяемых элементов (рис.2).

С изменением матричного состава меняется плотность и вязкость анализируемых растворов, что при распылении растворов может привести к изменению скорости поступления растворов в распылитель и между струями плазмы, это приведет к изменению величины аналитических сигналов определяемых элементов. Кроме того, при эксплуатации распылителя с концентрацией макроэлементов 7-10 мг/л солей в анализируемых растворах (в основном легкоионизируемых) нередко наблюдается осаждение на кончике капилляра пневматического распылителя соли макрокомпонентов, что приводит к изменению размера распыленных аэрозолей, а в результате к изменению интенсивности спектральных линий определяемых элементов. Поэтому для надежности работы распылителя необходимо ограничиться суммарным макросоставом до 3 г/л (рис.2).

При атомно-эмиссионном спектральном анализе природных вод в двухструйном плазматроне устранения влияния валового состава на результаты анализа связаны с полным испарением капель аэрозоля, а также с особенностями механизма возбуждения в струе двухструйного плазматрона.

Как отмечалось выше, эти особенности обусловлены значительной ролью процессов пеннинг-ионизации и возбуждения с участием метастабильных атомов аргона. Сходимость результатов измерений аналитических сигналов для большинства элементов характеризуется величиной относительного стандартного отклонения 0,05-0,08.

Литература 1. Урманбетов К., Жеенбаев Ж.Ж., Таштанов Р.А., Доржуева Г.Ж. Атомно эмиссионный спектральный анализ природных вод на установке «Нур» //Известия НАН Кыргызской Республики, 1998. №4. С.23- 2. Урманбетов К., Жеенбаев Ж.Ж., Доржуева Г.Ж. Исследование и оптимизация параметров установки «Нур», созданный на базе двухструйного плазматрона для анализа растворов //Аналитика и Контроль, 1999. №4. С.29- 3. Жеенбаев Ж.Ж., Таштанов Р.А., Доржуева Г.Ж., Урманбетов К. Влияние макрокомпонентов природных вод на интенсивности линий определяемых микроэлементов // Известия НАН Кыргызской Республики, 2003. №2-3. С.73-79.

4. Кузнецова А.И., Чумакова Н.А. Определение микроэлементов в природных водах Байкальского региона методом атомно-эмиссионной спектрометра //Журн. аналит. химии, 1995. Т.50. №10. С. 5. Урманбетов К., Жеенбаев Ж.Ж., Рысбеков С.К., Токарский И.М., Чылымов А. А.С.

№1744512. 1992.

6. Yudelevich I.G., Cherevko A.S. //Spectrochim. acta, 1976. V.31B.

7. Blades M.V., Horlick G. // Spectrochim. acta, 1981. V. 36 B. №9. P881..

8. Черевко А.С., Юделевич И.Г., Попова В.П., Тагильцев А.П. //Журн. аналит. химии, 1988. Т.43. №3. С.426.

ТАБИИ СУЛАРДЫ ОСЫНДЫ МАКРОРЫЛЫМЫНЫ ОС АЫМДЫ ПЛАЗМАТРОНДАЫ АНАЛИТИКАЛЫ СИГНАЛДАРДЫ ШАМАСЫНА СЕРІН ЗЕРТТЕУ Г.Ж. Доржуева, К. Орманбетов, Р.А. Таштанов Табии суларды макрорылымыны плазма аынында болатын спектрлік сызытардын арындыына сері зерттелген. осынды макроэлементтерді саны табии суларды рамында кездесетін атомдар мен иондарды микроэлементтеріні спектр сызытары жылдамдыыны блінуіне аса атты сері болмаандыы аныталан. Градуирлік графиктер барлы атомды жне ионды сызытарды белгілейтін элементтерге матрицалы жеіл иондалатын элементтерді жо кезінде де, бар кезінде де сйкес келгендігі белгіленген.

STUDY OF THE NATURAL WATER TOTAL GROSS COMPOSITION INFLUENCE TO THE ANALYTICAL SIGNAL MAGNITUDE ON TWO JETS PLAZMATRON G.Zh. Dorzhueva, К. Urmanbetov, R.А. Tashtanov It was study the influence of the natural water gross composition to spectral lines intensity on length of plasma. It installed that the gross composition total content didn’t influence to spectral lines intensity distribution of microelement’s atoms and ions which contained in natural water. It was significant that the calibrating graphs for all atom and ion lines of consider elements coincide to each other in gross composition absence and presence.

ФИЗИКА КОНДЕНСИРОВАННОГО СОСТОЯНИЯ И ПРОБЛЕМЫ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЯ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ КРИСТАЛЛИЗАЦИИ СВОБОДНО РАСПОЛОЖЕННЫХ НАНОМЕТРОВЫХ ПЛЕНОК СОЕДИНЕНИЙ А3В5 ИЗ РАСТВОРА-РАСПЛАВА В.С. Антощенко, О.А. Лаврищев, Ю.В. Францев НИИЭТФ, Казахский национальный университет им. аль-Фараби, г Алматы Проведен анализ фазового равновесия четверных систем на основе соединений А3В5, содержащих в качестве основного компонента Sn или Bi. Показано, что ход изотерм ликвидуса и солидуса определяет возможность кристаллизации свободных наноразмерных пленок этих соединений.

Для получении многокомпонентных твердых растворов соединений А 3В5 методом эпитаксиального выращивания из жидкой фазы большое значение, имеет знание фазовых диаграмм, так как на их основе можно получить информацию как об условиях равновесия жидкой и твердой фаз, так и о начальном составе кристаллизуемой твердой фазы и изменении состава в процессе роста эпитаксиального слоя.

Для ряда четверных систем содержащих олово, висмут или свинец в качестве основного компонента жидкой фазы – растворителя, фазовые диаграммы в области кристаллизации твердого раствора практически не изучены. Это связано, прежде всего, с трудностями в получении экспериментальных данных в таких системах вследствие неконтролируемого растворения подложки- затравки при попытках получить точки ликвидуса и, соответственно с невозможностью синтеза пленок твердого раствора и получения экспериментальных значений солидуса. Первое исследование фазового равновесия в четырехкомпонентной системе Sn-Al-Ga-As было осуществлено в [1] с целью получения легированных оловом слоев AlGaAs. На основе модели простого раствора автор рассчитал изотермы ликвидуса и солидуса для ряда концентраций Al в жидкой фазе, а также провел экспериментальное определение точек ликвидуса и солидуса в диапазоне от 0 до ат.% Sn. При содержании олова в жидкой фазе более 40 ат.% автором наблюдалось неконтролируемое разъедание кристалла GaAs, который использовался в качестве источника мышьяка при насыщении раствора- расплава, и сильное расхождение экспериментальных значений ликвидуса и солидуса с рассчитанными значениями. В работах [2-4] было показано, что в четверных системах на основе таких растворителей, как Sn и Bi могут быть синтезированы свободные от подложки монокристаллические пленки некоторых соединений А3В5.

В данной работе приведены результаты расчета четырех четверных систем, наиболее полно характеризующих влияние фазового равновесия на процесс релаксации межфазной границы твердое тело -жидкость, приводящий к феномену отделяемого роста. Это системы:

Sn-Al-Ga-P/GaP, Sn-Al-Ga-As/GaAs, Sn-Ga-In-P/InP и Bi-Al-Ga-As/GaAs.

Методика расчета Для расчета фазовых равновесий в четверной системе было использовано приближение простого раствора [1]. Предполагалось, что растворимость олова и висмута в твердом растворе пренебрежимо мала (менее 10-5 ат. долей) и т.о. твердый раствор является трехкомпонентным. В то же время жидкий раствор является четверным. В этом подходе твердый раствор рассматривается как смесь молекул двух бинарных соединений. В качестве примера рассмотрим систему Sn-Al-Ga-As.

Условия равновесия между твердой и жидкой фазами могут быть записаны в виде:

GaAsXGaAs = 4GaAs / SlGaSlAs * XGaXAs exp(SFGaAs /RT (TFGaAs - T)), (1) AlAsXAlAs = 4 AlAs/SlAlSlAs * XAlXAs exp (SFAlAs/RT (TFAlAs - T)). (2) Здесь - коэффициент активности GaAs и AlAs в твердой фазе или Ga, Al или As в жидкой фазе;

XGaAs, XAlAs - мольные доли GaAs и AlAs в твердом растворе;

XGа, XАl, XAlAs - мольные доли компонентов в жидкости;

SF, TF - энтропия и температура плавления указанного бинарного соединения. Индекс Sl указывает на принадлежность к стехиометрической жидкой фазе. В приближении простого раствора для GaAs и AlAs имеем:

RT lnGaAs = GaAs-AlAs X2AlAs, (3) RT lnAlAs= GaAs-AlAs (1- XAlAs )2, (4) а для компонентов четверной жидкости Al-Ga-As-Sn:

RTln1 = 12X22 + 13X23 + 14X24 + X2X3 (12+13-23) + X2X4 (12+14-24) + X3X4 (13+14-34), (5) RTln2 = 12X21 + 23X23 + 24X24 + X1X3 (12+23-13) + X3X4 (22+24-34) + X1X4 (12+24-14), (6) RTln3 = 13X 1 + 23X22 + 34X 4 + X1X4 (13+33-12) + 2 X2X4 (23+34-24) + X1X4 (13+34-14), (7) где индексы 1, 2, 3, 4 соответствуют Al, Ga, As, Sn.

Решая совместное уравнение (1- 7) и используя дополнительно условия:

XGaAs + XAlAs = 1, (8) XGa + XAs + XAl + XSn = 1, (9) можно рассчитать ликвидус и солидус системы Sn-Ga-Al-As, зная значения коэффициентов TF, SF и.

Была составлена компьютерная программа расчета изотерм ликвидуса и солидуса в Sn-Ga области фазовой диаграммы. Входными параметрами для расчета являлись температура и содержание галлия в жидкой фазе. В случае содержания Ga=0 выполняется условие X Ga=XAs и расчет приводился для псевдотройной системы Sn-Al-Ga0,5-As0,5. Термодинамические параметры TF, SF и (табл.2) задавались внутри программы. Результаты расчета некоторых систем приведены на рис.1, а использованные термодинамические параметры- в таблице 1.

Таблица 1 – Термодинамические данные, использованные для расчета диаграмм состояния четверных систем, TF, K SF, Системы Компоненты кал/моль.K систем кал/моль 2120 – 4,45T Sn-Al-Ga-P Ga - P 1740 17, 1750 – 2,0T Al - P 2803 15, Al - Ga Sn - Al Sn - Ga 10000-7Т Sn – P GaP-AlP Sn-Al-Ga-As Ga - As 1511 16,64 5160-9,16T Al - As 2013 15,6 -6390-5,5T Al - Ga Sn - Al Sn - Ga Sn – As 6000-7,5T 0(400 при 700К) GaAs-AlAs 4500 – 4,0T Sn-Ga-In-P In - P 1343 14, 2800 – 4,8T Ga - P 1738 16, Ga - In Sn - Ga 11000-7Т Sn - In 247-0,62T Sn – P InP-GaP 6650 – 9,16T Bi-Al-Ga-As Ga - As 1511 16, -6390 – 5,5T Al - As 2043 15, Al - Ga Bi - Al 2000+T 6650 –5,9T Bi - Ga Bi – As 6000-1,22T GaAs-AlAs Обсуждение результатов Рассмотрение фазовых диаграмм, полученных в результате расчета выявило ряд особенностей:

а) изотермы ликвидуса (рис.1,а) всех исследованных систем (для удобства обсуждения в качестве примера опять возьмем систему Sn-Al-Ga-As) пересекаются в узкой концентрационной области, определяемой зависящими только от температуры значениями XAs0 и XAl0. В окрестности этой области растворимость As практически не зависит от соотношения XGal / XSnl. Это влияет на характер растворения арсенида галлия при изменении содержания Al в жидкой фазе. Если концентрация Al, превышает XAl0, растворимость GaAs растет с ростом доли Ga, и наоборот, когда концентрация Al ниже XAl0, его растворимость соответственно уменьшается. Вследствие этого, релаксация фазовой границы расплав подложка будет протекать тем или иным образом в зависимости от того, с какой стороны от точки пересечения изотерм ликвидуса выбран состав жидкой фазы для выращивания. Для любых составов слева от точки пересечения отделяемый рост невозможен, а подложка будет растворяться до значения ее растворимости в чистом растворителе, что неоднократно наблюдалось нами экспериментально. Экспериментально нами было установлено, что в этой области Al полностью уходит из жидкой фазы за счет объемной кристаллизации.

Этому процессу способствует то, что локальные участки подложки, на которых начинается рост более высокотемпературного компонента (в нашем примере AlAs), растворяются под островками роста и последние под действием архимедовых сил перемещаются в объем жидкой фазы, играя роль центров кристаллизации. Ситуация меняется когда состав жидкой фазы для выращивания соответствует области справа от точки пересечения изотерм ликвидуса. В этой области в конкуренции между растворением и ростом последний выигрывает, что проявляется в образовании на поверхности подложки непрерывного слоя арсенида алюминия и локализации областей растворения.

Формирующаяся в этих условиях монокристаллическая матрица отделяется от подложки по всей поверхности за счет образования металлической прослойки при растворении подложки оловом. Растворению подложки способствует то, что в прилежащем к ней слое жидкая фаза обогащается галлием, дополнительно увеличивая растворимость подложки в соответствии с ходом изотерм ликвидуса для разных концентраций галлия. Т.о. по виду диаграммы ликвидуса можно судить о возможности отделяемого роста;

б) из сравнения изотерм солидуса (рисунок 1,б) можно видеть, что концентрация Al в жидкой фазе, находящейся в равновесии с твердым AlAs, сильно зависит от соотношения XSn / XGa. Для чистых Ga и Sn растворителей она отличается примерно в 15 раз для 1000К. Таким образом, кристаллизация широкозонного твердого раствора AlGaAs из Sn растворителя протекает при существенно более низкой концентрации Al в жидкой фазе, чем в случае Ga ( кривые 1 и 5, соответственно). Этот факт необходимо иметь в виду при эпитаксиальном выращивании с участием подобных систем, так как условия осуществления контакта арсенид галлиевой подложки с ростовым раствором, содержащим столь малые количества Al, могут существенно влиять на процесс релаксации межфазной границы и последующую кристаллизацию твердого раствора. Совместное рассмотрение изотерм солидуса и ликвидуса показывает, что для роста отделяемых пленок используются составы жидкой фазы находящиеся в равновесии с практически чистым высокотемпературным бинарным соединением. Если состав равновесной твердой фазы представляет собой твердый раствор отделяемый рост может не происходить. Так для системы Sn-Al-Ga-As (рис.1(2)) отделяемый рост пленок наблюдался для концентрации алюминия 0,18 ат.% при содержании галлия в жидкой фазе вплоть до 20 ат.%. Из диаграммы солидуса можно определить, что это соответствует составу первичной твердой фазы Al0,8 Ga0,2As. Для системы Bi-Al-Ga-As (рис.1(4)) этот эффект еще заметней. В данной системе экспериментально показано, что рост отделяемых пленок прекращается при введении в жидкую фазу свыше 1ат.% Ga. Обращаясь к диаграмме солидуса этой системы можно убедиться, что с увеличением концентрации Ga происходит очень резкое изменение равновесного состава твердого раствора (для концентрации Ga 10ат.% и концентрации Al 0,1ат.% равновесная твердая фаза имеет состав Al0,6Ga0,4As). Приведенные аргументы согласуются со сделанным в [5] выводом о том, что отделяемый рост должен наблюдаться в системах с большим различием температуры плавления и теплоты атомизации бинарных полупроводников, образующих тройные твердые растворы.

в) коэффициент распределения Al (рисунок 1,в) также сильно зависит от состава жидкой фазы. Он падает с ростом содержания Al и Ga. Рост коэффициента распределения Al с понижением его концентрации в жидкой фазе в существенной степени стабилизирует состав кристаллизующегося твердого раствора вблизи высокотемпературного бинарного соединения. Особенно сильно этот эффект проявляется при высокой концентрации Sn, когда начало области кристаллизации AlAs соответствует существенно более низкой концентрации Al, чем это имеет место для растворов богатых Ga. Поэтому высокое значение коэффициента распределения элемента, образующего более высокотемпературную твердую фазу также можно считать признаком роста отделяемых пленок.

Таким образом, полученные результаты позволяют прогнозировать отделяемый рост нанометровых монокристаллических пленок соединений А3В5 путем анализа фазового равновесия в различных (а), солидуса (б) и коэффициента твердо-жидкофазных системах.

Изотермы ликвидуса распределения Al (с) в системе Al-Ga-As-Sn (1000К) -1, -1, Log X P, мол. доли Log x Asl, мол. доли -2, -1, 2 -2, 4 -3, -2, -3, -2,5 5 (а) 1 -4, 4 -4, -3, -6 -5 -4 -3 -2 - -5 -4 -3 -2 1, 1, XAlP, мол. доли x AlAs, мол. доли 1 0, 0, 0, 0, 2 34 0, 0, s 0, (б) 0, 0, 0, -6 -5 -4 -3 -2 - -5 1 -4 -3 - 10000 - K x K0A l (c) 5 - -6 -5 -4 -3 -2 - -5 -4 -3 - Log X Al,ат. доли l Log x Al, ат.доли (1) (2) Концентрация Ga в жидкой фазе (ат.доли):

1-0;

2-0,14;

3-0,2;

4-0,5;

5-1, (2) Рисунок -1,. -1, LogXAs, мол.доли 2 Log XInP, мол. доли -1,5. -2, 4 -2,0.. -2,.2. -2, -3, 1,0 -6 -4 - 1,0 -6 -5 -4 -3 - X AlAs, мол. доли 0, X GaP, мол. доли 0, 1 2 3 0,6 4 0, 0,4 0, 0,2 0, 0,0 0, 25 -6 -4 - 3,5 -7 -6 -5 -4 -3 - 1 3, - K0 x 2, 2 2, К0 х 1, 5 1, 4 0, 5 0, -6 -4 -2 -6 -5 -4 -3 - Log X Ga, ат. доли LogX Al, ат. доли (3) (4) Концентрация Ga (1,2,4) или In (3) в жидкой фазе (ат.доли): 1-0.0;

2-0.14;

3-0.2;

4-0.5;

5- 1. Рис. 1. Изотермы ликвидуса (а), солидуса (б) и коэффициента распределения (в) Al(1,2,4) или Ga(3) в системах Sn-Al-Ga-Р(1), Sn-Al-Ga-As(2), Sn-Ga-In-P(3) и Bi-Al-Ga-As (4) Литература 1. Panish M.B. Phase equilibria in the system Al-Ga-As-Sn and electrical properties of Sn doped liquid phase epitaxial AlxGa1-xAs // J.Appl.Phys.,Vol.44, N.6,1973.- Р.2667- 2.Antoschenko V.S., Taurbaev T.I. Separated growth of monocrystalline films in the system Sn-Ga-Al-As // Abstr. 1-st Int.Conf. on Epitaxial Cryst. Growth. April 1-7. 1990.

Budapest,Hungary, 1990.- Р.411-413.

3. Антощенко В.С., Таурбаев Т.И., Байганатова Ш.Б. Изучение формирования свободно расположенных пленок арсенида галлия в условиях раствор-расплавной кристаллизации // Вестник КазНУ, сер.Физическая.- №1(19), 2005.- С.70- 4. Antoschtnko V.S.,Taurbaev T.I. Skirnevskaya E.V. Formation peculiarities of III-V heterostructures by free film technology // 25th Conference on the Physics and Chemistry of Semiconductor Interfaces (PCSI-25), Salt Lake City, Utah18-22 Jan.1998,Abstr.1998.- Р. 5. Антощенко В.С., Лаврищев О.А. Перспективы создания оптоэлектронных гетероструктур методом псевдоморфной кристаллизации// - Сб. трудов 5-ой Международной конференции «Современные достижения физики и фундаментальное физическое образование» Казахстан, Алматы, 9-12 октября 2007.- С. ЕРІТІНДІДЕН АЛЫНАТЫН А3В5 БАЙЛАНЫСТАРЫНЫ ЕРКІН ОРНАЛАСАН НАНОМЕТРЛІК ПЛЕНКАЛАРЫНЫ КРИСТАЛДАНУЫНЫ ТЕРМОДИНАМИКАЛЫ ЗАДЫЛЫТАРЫ В.С. Антощенко, О.А. Лаврищев, Ю.В. Францев А3 В5 байланысы негізінде трттік жйе фазалы алыптасуды талдауы жргізілді, олар негізгі компонент ретінде Sn жне Bi -ден трады. Ликвидус пен солидус изотермдеріні жолы осы байланыстарды бос нанолшемді пленкасыны кристалдану ммкіндігін анытады.

THERMODYNAMIC PECULIARITIES OF III-V COMPOUNDS FREE STANDING NANOMETER FILMS CRYSTALLIZATION BY SOLUTION TECHNIQUE V. S. Antoschenko, O.A. Lavrischev, Yu.V. Francev The phase balance analysis of quaternary systems on the basis of III-V compounds containing Sn or Bi as a main component is carried out. It is shown, that the course of liquidus and solidus isotherms defines possibility of III-V free-standing nanometer films crystallisation.

КОМПЛЕКСЫ УИЛЕРА В ПОЛУПРОВОДНИКАХ Е.П. Светлов-Прокопьев ФГУП ГНЦ РФ Институт теоретической и экспериментальной физики им. А.И.Алиханова, Московский институт электронной техники (технический университет), Москва В статье рассмотрены два случая взаимодействия позитронов и позитрония со свободными носителями в полупроводниках.

Рассмотрены два предельных случая взаимодействия позитронов и позитрония со свободными носителями в полупроводниках. Первый, когда тепловая энергия позитрона kTED,A, где ED,A - энергия ионизации мелких доноров (D) либо мелких акцепторов (A), k постоянная Больцмана, T - температура. В этом случае свободные позитроны естественно взаимодействуют с валентными электронами и свободными носителями (электронами в полупроводниках n- типа и дырками в полупроводниках p- типа): а) [e+]+[e-]Ps;

б) [e+]+[e-]2 (двухквантовая аннигиляция при столкновениях квазичастиц) и в) процесс «pick – off» - аннигиляции позитрония (Ps) на валентных электронах. В полупроводниках p типа возможен процесс взаимодействия квазипозитрона с дырками h в валентной зоне, причем взаимодействие этих квазичастиц естественно будет сводиться лишь к упругому рассеянию. В полупроводниках n- типа Ps участвовать в следущих основных процессах: а) [ Ps ]s,t e () [ Ps ]t,s e () (орто-пара конверсия Ps;

б) [ Ps ] e [ Pse ] (отрицательный ион Ps, существование и свойства которого были впервые предсказаны Уилером);

в) [ Ps ]s,t e 2 e (процесс «pick – off» - аннигиляции квази- Ps на свободных носителях и валентных электронах). В полупроводниках p- типа возможно также следующих процессов: а) [Ps]+h[Psh] (своеобразный комплекс Уиллера, состоящий из электрона, позитрона и дырки). Существование комплексов Уилера [Pse-] и [Psh] при комнатных температурах вполне реально, ибо энергии их связей составляют величины порядка несколько десятых долей эВ. В другом предельном случае kTED,A в полупроводниках n- и p- типа наряду с процессами рассеяния, «pick – off» - аннигиляции и орто-пара конверсии возможные процессы захвата позитронов и Ps нейтральными и заряженными донорами и акцепторами с образованием сложных комплексов Уилера:

[ A e ], [ D Ps ], [ A Ps ], [ D 0 Ps ] и [ A 0 Ps ], где [A - символ акцептора, а [D] - донора.

Таким образом, все квазпозитронные и квазипозитрониевые состояния, а также комплексы Уиллера могут быть разбиты на две основные группы: а)делокализованные состояния и б) локализованные состояния. Наряду с этим возможно существование комплексов Уилера [Ps – Ex], [Ps – Ex], [Psh – Ex], [Pse– – Ex], [Psh – Ex] и [Pse– – Ex], где Ex – символ экситона. Существование комплексов Уилера такого типа возможно в интервале температур 14 K в полупроводниках n- и p-типа (Ge, Si, GaAs, CdS и др.) с высокой концентрацией экситонов. Расчеты основных характеристик аннигиляционных спектров комплексов Уилера показали, что времена жизни позитронов несколько "удлиняются", а полуширины кривых УРАФ сужаются, что дает возможность наблюдать их в экспериментах.

Экспериментальные данные по исследованию позитронных временных спектров полупроводников (см., например, [1-3]) показали, что в этих объектах наблюдается, как правило, лишь одно короткое время жизни позитронов 1 с интенсивностью I1, близкой к 100%. Причем отмечалось, что существенной разницы во временах жизни 1 для собственного полупроводника i- типа, полупроводников n- и p- типов не наблюдалось.

Впервые разницу в указанных выше различных типах полупроводников удалось установить в [4]. В этой работе были исследованы временные аннигиляционные спектры высокоомных образцов кремния i- типа и низкоомных образцов кремния n- и p- типов, легированных фосфором и бором. Было показано, что во всех образцах наблюдается лишь одна компонента I1 со временем жизни 1 в пределах от 0,233 нс (собственный полупроводник i- типа) до 0, нс (легированный кремний). Из данных этой работы следовало также, что различие в практически не наблюдалось между кремнием n- и p- типов. Кроме того величины 1 в пределах экспериментальной погрешности совпадали для кристаллов кремния, полученных методом зонной плавки и по методу Чохральского. Величины времен жизни в кремнии с собственной проводимостью (как для метода безтигельной зонной плавки, так и для метода Чохральского) были меньшими, чем в легированных образцах. Это изменение в величинах 1 равно примерно 6±9 % и лежит за пределами экспериментальной погрешности (порядка 2 %).

Этот факт говорит о том, что мелкие примесные центры донорного или акцепторного типа в полупроводниках, являющихся «поставщиками» электронов в зоне проводимости или дырок в валентной зоне, при достаточно высоких концентрациях оказывают существенное влияние на аннигиляционные временные спектры, а следовательно и на свойства квазипозитронных и квазипозитрониевых состояний [1-3]. Поэтому представляет интерес рассмотреть вопрос о процессах взаимодействия квазипозитронов (e+) и квази - Ps [1-3,5] (Ps - химический символ атома позитрония [6]) с носителями и другими системами в полупроводниках и основные свойства образующихся квазипозитронных и квазипозитрониевых состояний.

Рассмотрим два предельных случая. Первый, когда тепловая энергия позитрона kTED,A, где ED,A - энергия ионизации мелких доноров (D) либо мелких акцепторов (A), k постоянная Больцмана, T - температура. Рассмотрим процессы, в которых участвуют свободные термализованные позитроны и квази- Ps в этом случае.

В этом случае свободные квазипозитроны естественно взаимодействуют с валентными электронами и свободными носителями (электронами в полупроводниках n- типа и дырками в полупроводниках p- типа): а) [e+]+[e-]Ps;

б) [e+]+[e-]2 (двухквантовая аннигиляция при столкновениях квазичастиц) и в) процесс «pick – off» - аннигиляции квази- Ps на валентных электронах, рассмотренный в [7-9].

Сечения процессов образования квази- Ps и аннигиляции позитронов при столкновениях со свободными электронами можно оценить по методу работы [10].

Например, при энергии позитрона равной 13,6 эВ вероятность образования квази- Ps уже в 43 раза больше вероятности аннигиляции при свободных столкновениях. В свою очередь оценки [1] показали, что сечение образования квази- Ps и сечение аннигиляции на валентных электронах также сопоставимы с результатами [10].

В полупроводниках p- типа возможен процесс взаимодействия квазипозитрона с дырками h в валентной зоне, причем взаимодействие этих квазичастиц естественно будет сводиться лишь к упругому рассеянию.

В полупроводниках n- типа квази-Ps может участвовать в следущих основных процессах: а) [Ps]s,t + e- ()[Ps]t,s + e-() (орто-пара конверсия квази- Ps, рассмотренная в [11];

б) [Ps]+e- [Pse-] (отрицательный ион квази- Ps, существование и свойства которого были впервые предсказаны Уилером [12]);

в) [Ps]s,t + e- 2+ e- (процесс «pick – off» аннигиляции квази- Ps на свободных носителях и валентных электронах).

В полупроводниках p- типа возможно также следующих процессов: а) [Ps] +h [Psh] (своеобразный комплекс Уиллера [12], состоящий из электрона, позитрона и дырки);

б) [Ps]s,t + h()[Ps]t,s + h(). Вопрос орто-пара-конверсии Ps на дырках здесь не рассматривается в силу принципа тождественности этих квазичастиц(позитрона и дырки) в кристалле. Действительно, заряд позитрона и дырки одинаков, но эффективные скалярные массы не равны. Интересно отметить, что в образцах p- типа возможен процесс «оптической аннигиляции Ps по схеме: в) [Ps]+h оптические кванты +e+ и г). Однако, по-видимому, вероятность этого процесса очень мала по сравнению с процессом «pick – off» - аннигиляции квази- Ps на свободных носителях и валентных электронах кристалла.

Существование комплексов Уилера [Pse-] и [Psh] при комнатных температурах вполне реально, ибо энергии их связей составляют величины порядка несколько десятых долей эВ [12]. Их времена жизни в отношении аннигиляционного распада с учетом процесса «pick – off» - аннигиляции близки короткому времени жизни 1, наблюдаемому в полупроводниках [1-3].

В другом предельном случае kTED,A в полупроводниках n- и p- типа наряду с процессами рассеяния, «pick – off» - аннигиляции и орто-пара конверсии возможные процессы захвата квазипозитронов и квази- Ps нейтральными и заряженными донорными и акцепторными состояниями с образованием сложных комплексов Уилера:

[ A e ], [ D Ps ], [ A Ps ], [ D 0 Ps ] и [ A 0 Ps ], где [A] - символ акцептора, а [D] - донора.

Таким образом, все квазпозитронные и квазипозитрониевые состояния, а также комплексы Уиллера могут быть разбиты на две основные группы: а)делокализованные состояния и б) локализованные состояния. В табл.1 приведена условная классификация этих состояний и их аналоги, как это, например, было сделано Лампертом [13] для комплексов, включающих в свой состав электрон (e-) дырки (h) и экситоны Ex.

Изложим ниже основные положения теории позитронных состояний в дефектных кристаллах полупроводников. Вначале рассмотрим полупроводники с мелкими примесными центрами с достаточно идеальной кристаллической решеткой (т.е. реальные полупроводники) [1-3, 5, 14-16]. В таких полупроводниках наибольший интерес представляет взаимодействие позитронов е+ и атома Ps со свободными носителями, локализованными и делокализованными комплексами, такими как нейтральные доноры D0;

акцепторы A0;

экситоны Ex;

заряженные доноры D+ и акцепторы A-;

ионы экситона Ex-;

биэкситоны Ex2;

Ex, связанные с D0, A0, D+, A- и т.д. В этом случае могут образовываться довольно своеобразные комплексы Уилера [2, 17], включающие в свой состав e+ и Ps. Из аннигиляционных характеристик таких комплексов также можно, в принципе, получить полезную информацию об электронно-дырочных комплексах в полупроводниках. Приведем основные сведения о делокализованных комплексах Уилера [2, 17].

Комплексы [Pse–] и [Psh]. Заметим, что e- и h - символы носителей - электронов и дырок в полупроводниках соответственно. Для оценок свойств этих комплексов можно принять, что m p mn, т.е. m p mn 1. Здесь и далее mn, m p, mh - эффективные массы электрона, позитрона и дырки соответственно. Расчеты дают [5,13] для системы [Pse–] энергию диссоциации относительно распада на e- и Ps D0 = 0,04 эВ. Время жизни этого комплекса относительно двухквантового аннигиляционного распада по оценкам [1-3] составляет величину 510-10 с.

Для комплекса [Psh] могут встретиться случаи: а) mh mn 1 и m h m p (эта система похожа по своим свойствам на квазиатомную систему атом водорода плюс позитрон ( He ) [15];

энергия диссоциации такой системы составляет величину 0,1 эВ);

б) mh mn 1 и mh m p 1 (в этом случае можно рассматривать движение легкой дырки в поле неподвижного диполя конечной длины [18-20];

энергия диссоциации такой системы не превышает величину нескольких сотых долей электрон-вольта). Вероятнее всего в обоих случаях время жизни комплекса [Psh] относительно самоаннигиляции не превышает величину порядка 510-10 с [15].

Комплексы Уилера [Ps – Ex], [Ps – Ex], [Psh – Ex], [Pse– – Ex], [Psh – Ex] и [Pse– – Ex ]. Существование комплексов Уилера такого типа возможно в интервале температур K в полупроводниках n- и p-типа (Ge, Si, GaAs, CdS и др.) с высокой концентрацией экситонов. Система [Ps – Ex] является аналогом как молекулы (Ps2) [17,21,22], так и биэкситона [Ex2] (см., например, [23-25]. В простейшем приближении mp = mh = mn. Этот комплекс можно рассматривать как модель из атомов Ps, в которой каждый атом действует, как электрический диполь конечной длины, что приводит к притяжению между диполями [21]. В этом приближении энергия связи такой системы составляет величину 0,55 эВ, а o межатомное расстояние - 14,2. Вариационные расчеты по Оре [26], Хиллерасу и Оре [27] дают энергии связи 0,135 и 0,11 эВ соответственно, а Шармы [22] – 0,948 эВ. Заметим, что время жизни комплекса относительно самоаннигиляции в этом случае также не должно превышать величину порядка 0,5 нс [1]. Таким образом, в этом приближении можно с полной уверенностью говорить о возможности существования комплекса [Ps – Ex] в полупроводниках (по аналогии с работой [23] для случая mp = mh = mn).

Рассмотрим некоторые другие случаи, которые могут встретиться для условий существования комплексов [Ps – Ex]. Это случай mh~ mp и mh mn, mp mn. Такого рода системы ближе по своим свойствам к молекуле водорода H2. В другом предельном случае mn mh и mn mh имеем аналогию с молекулой антиводорода H 2. Ее характеристики примерно такие же, как и молекулы H2. Общий случай mh m p mn для комплекса [Ps – Ex] может быть рассмотрен вариационным методом, как это делалось для Ex2 [24,25]. Расчеты экситонных молекул для случаев анизотропных "легких" электронных масс mn и "тяжелых" дырок с анизотропной эффективной массой mh показали возможность существования этих молекул, а следовательно, по аналогии с ними комплексов Уилера [Ps – Ex] для различных величин mn, mp и mh.

Приведем основные результаты для комплексов Уиллера [Ps - Ex]. Имея значения общей энергии системы E для различных значений mn / m p mn / mh, дадим общий анализ процессов связывания и распада комплексов Уиллера этого типа. В частности, энергия связи комплекса [Ps- Ex] в отношении распада на Ps и Ex будет равна E[ PsEx ] E EPs EEx E 2EEx, (1) где E Ps E Ex (1 / 2)(1 ) - энергия связи атома позитрония и экситона.

Расчеты энергий связи комплексов Уилера [Ps – Ex], [Psh – Ex], [Pse– – Ex], [Psh – Ex] и [Pse– – Ex] еще более сложны по сравнению с расчетами комплексов [Ps – Ex]. Однако асимптотические случаи mp/mn 1 и mh/mn 1 либо, наоборот, mn/mh 1 и mn/mp показывают, что такие образования можно рассматривать как квазимолекулярные системы, подобные H 2, H 2, H 2, H 2. Сопоставление свойств таких квазимолекулярных систем с 2 обычными молекулярными ионами дает основание полагать, что в некоторых случаях такие системы могут быть динамически стабильными. Далее рассмотрим некоторые локализованные комплексы в полупроводниках, включающие в свой состав позитроны и атом Ps.

Мелкие акцепторные позитронные состояния. Позитроны при низких температурах могут захватываться на мелкие акцепторные уровни. Такого рода состояния обычно рассматриваются в приближении метода эффективной массы (МЭМ) с поправками на ход потенциала в непосредственной близости от примесного центра. В этом случае энергия связи позитрона не превышает, как правило, нескольких сотых долей электрон-вольта.

Комплексы Уилера [D0- e+] или [D+- Ps], [A0- e+] или [A-- Ps], [D0- Ps] и [A0- Ps]. Оценим основные параметры комплексов Уилера такого типа в приближении МЭМ. Вначале проведем оценки для случая комплексов [D+- Ps] и [A-- Ps]. Как было показано [17], энергия связи этих комплексов зависит от параметра = mn/mp и описывается выражением E ( ) E0 exp( 2). (2) Зная экспериментальное значение E(0) = E(H2) = -1,20522 (а.е. МЭМ), можно легко построить зависимость E() от. Полученные в экспериментах значения энергий связи систем [D+- Ex-] для ряда полупроводников A2B6 и GaAs расходятся в области значений энергий, вычисленных по формуле (2) для систем Уилера. При этом из оценок нижней и верхней границ энергий связи критическая величина определяется неравенством 0,462 0,576.

Выражение для энергий систем [D0- Ps] и [A0- Ps] в приближении МЭМ определяется следующим образом:

E ( ) E (0) exp( 3). (3) Отсюда легко получить зависимость E() от, если использовать экспериментальные значения E(0) = E(H2) =-1,34779 (а.е. МЭМ). Условия стабильности этого типа комплексов выражаются неравенством 2,15 F 12. Сопоставление расчетных значений Е по формуле (4.8) и экспериментальных значений энергий для комплексов [D0- Ex], [A0- Ex] или [D0- Ps’], [A0- Ps’] решает положительным образом возможность их существования в полупроводниках, по крайней мере, при низких температурах. Например, в CdS при 0, энергия связи комплексов E(D+ – Ps’) = 32,1 мэВ, а E(D0 – Ps’) = 34,9 мэВ. Дальнейшее усложнение комплексов Уилера вида [Ps’ – (Ex)n] приводит, по существу, к необходимости расчета аннигиляции позитронов в конденсированных экситонных каплях (Л.В.Келдыш, 1971 г.) [119, 130].

Расчеты основных характеристик аннигиляционных спектров комплексов Уилера показали [2,17], что времена жизни позитронов несколько "удлиняются", а полуширины кривых УРАФ сужаются. Однако эти эффекты не столь значительны и поэтому экспериментальное наблюдение комплексов Уилера представляет собой довольно трудную задачу, так как все измерения следует проводить при температурах жидкого гелия и на установках с максимальным разрешением. Все же проблема комплексов Уилера в полупроводниках и других веществах настолько важна, что будущие эксперименты в этом направлении неизбежны.

Таблица 1 Возможные типы позитронных и позитрониевых состояний и комплексы Уилера в полупроводниках Тип состояния Аналоги Возможный температурный интервал наблюдения I. Нелокализованные состояния h - дырки Комнатная [e ] - квазипозитроны Комнатная и ниже [Ex] - экситоны [ Ps ](e e ) - квазипозитроний Комплексы Уилера [ Ps ] (e e e ) - отрицательный Комнатная и ниже Ионы [Ex] ион [Ps] [ Psh ] (e e h) положительный ион [Ps] Молекулы [Ps] и [Ex] От комнатной до температуры [ Ps Ex],[ Ps Ex ], жидкого гелия Ионы молекул [Ps] и [Ex] [ Psh Ex],[ Pse Ex], [ Psh Ex ], [ Pse Ex ], [ Ps ( Ex ) n ] II. Локализованные комплексы Уилера Акцепторные состояния От комнатной до температуры [( A )e Экситоны, связанные с жидкого гелия [ D Ps], [ A Ps], заряженными и нейтральными донорами и акцепторами [ D 0 Ps], [ A0 Ps], Литература 1. Прокопьев Е.П., Кузнецов Ю.Н., Хашимов Ф.Р. Основы позитроники полупроводников. М.,1976. 343 с. - Деп. в ЦНИИ Электроника. Р-2073. РИ.77.06.3412.

2. Прокопьев Е.П. Введение в теорию позитронных процессов в полупроводниках и ионных кристаллах. М., 1979. 384 с. - Деп. в ЦНИИ Электроника. Р-2837. МРС ВИМИ Техника, технология, экономика. №27. 1980. Сер.ЭР.

3. Арефьев К.П., Воробьев С.А., Прокопьев Е.П. Позитроника в радиационном материаловедении ионных структур и полупроводников. М.: Энергоатомиздат, 1983. 88 с.

4. P.Sen, C.Sen //J. Phys. 1974. Vol.C7. P.2776.

5. Е.П.Прокопьев, С.П.Тимошенков, В.И.Графутин, Г.Г.Мясищева, Ю.В.Фунтиков.

Позитроника ионных кристаллов, полупроводников и металлов. М.: Ред.-изд. отдел МИЭТ (ТУ), 1999. 176 с.

6. В.И.Гольданский. Физическая химия позитронов и позитрония. М.: Наука, 1968.

7. Прокопьев Е.П. Об аномальных свойствах атома позитрония (Ps) в ионных кристаллах и полупроводниках // Физика твердого тела. 1977. Т.19. Вып.2. С.472-475.

8. Прокопьев Е.П. Позитроний и его свойства в полупроводниках и щелочно галоидных кристаллах // Химия высоких энергий. 1978. Т.12. Вып.2. С.172-174.

9. W.Brandt, J.Reinheimer // Phys. Rev. 1970. Vol.B8. P.3104.

10. Д.Иваненко, А.Соколов // ДАН СССР. 1978. Т.239. С.1082.

11. Варисов А.З., Кузнецов Ю.Н., Прокопьев Е.П. Почему в полупроводниках наблюдается одно короткое время жизни позитронов/ ДАН СССР. 1978. Т.239. №5. С.1082 1085.

12. J.Wheeler // Ann. N. Y. Acad. Sci, 1946. Vol,48. P.219.

13. M.A.Lampert // Phys. Rev. Lett. 1958. Vol.1, P.450.

14. Кузнецов Ю.Н., Прокопьев Е.П., Варисов А.З. Основы теории позитронных состояний в ионных кристаллах. - М., 1978. - 292 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника, Р-2382.

Сб. ВИМИ "Военная техника и экономика". Сер. общетехническая. - № 14. - 1978.

15. Варисов А.З., Арефьев К.П., Воробьев А.А., Кузнецов Ю.Н., Прокопьев Е.П.

Позитроны в конденсированных средах. - М., 1977. - 489 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника". Р 2317. Сб. ВИМИ "Военная техника и экономика". Сер. общетехническая. - № 9. - 1978.

16. Прокопьев Е.П. Исследования в области физики медленных позитронов.

Позитронная аннигиляция - новый метод изучения строения вещества. - М., 1986. - 86 с. Деп. в ЦНИИ "Электроника". Р-4367. Сб. реф. НИОКР, обзоров. Сер. "ИМ". - №12. - 1987.

17. Прокопьев Е.П. Комплексы Уилера в полупроводниках. - М., 1979. - 12 с. - Деп. в ЦНИИ "Электроника". Р-2757. МРС ВИМИ Техника, технология, экономика- 28. - 979.

18. В.Н.Абакумов, В.И.Перель, И.Н.Яссиевич // ФТП. 1978. Т.12. С.3.

19. В.Н.Абакумов, И.Н.Яссиевич // ЖЭТФ. 1976. Т.71. С.657.

20. В.Н.Абакумов, В.И.Перель, И.Н.Яссиевич // ЖЭТФ. 1977. Т.72. С.674.

21. G.T.Hill // NuovoCimento. 1972. Vol.10B. P.511.

22. R.R.Sharma // Phys. Rev. 1968. Vol.171. P.36.

23. J.R.Haynes // Phys. Rev. Lett. 1966. Vol.17. P.860.

24. O.Akimoto, E.Hanamura // J. Phys. Soc. Japan. 1972. Vol.33. P.1537.

25. O.Akimoto // J. Phys. Soc. Japan. 1973. Vol.35. P.973.

26. A.Ore // Univ. Bergen Arbook. №9, №12. 1949.

27. E.Hylleraas, A.Ore // 1947. Vol.71. P.493.

28. Л.В.Келдыш // УФН. 1970. Т.100. С.514.

29. Л.В.Келдыш // В сб. Экситоны в полупроводниках. М.: Наука, 1971. С.5.

ШАЛА ТКІЗГІШТЕРДЕГІ УИЛЕР КОМПЛЕКСТЕРІ Е.П. Светлов-Прокопьев Маалада шала ткізгіштердегі бос тасымалдаушыларымен позитрон жне позитронийді серлесуіні екі жадайы арастырылан.

COMPLEXES OF UILERS IN SEMICONDUCTORS Е.P. Svetlov – Prokop’ev In article two cases of interaction of positrons and positroni with free carriers in semiconductors are considered.

КИНЕТИКА РАЗВИТИЯ МАРТЕНСИТА ДЕФОРМАЦИИ В НЕРЖАВЕЮЩЕЙ СТАЛИ 12Х18Н10Т, ОБЛУЧЕННОЙ НЕЙТРОНАМИ 1) О.П. Максимкин, А.И. Емельянов, 2)А. Налтаев, 3)Д.Т. Бердалиев, Б.К. Рахашев 1)Институт ядерной физики НЯЦ РК, г.Алматы, 2)ЮКГУ им. М.Ауэзов, г.Шымкент, РК 3)Международный Казахско-Турецкий университет, г.Шымкент, РК Приведены новые результаты по изучению влияния реакторного (ВВР-К) облучения на кинетические параметры процесса мартенситного ’ превращения и «истинные»

характеристики прочности и пластичности стали 12Х18Н10Т.

Введение Пластическое течение метастабильных аустенитных сталей в определенном температурно-скоростном интервале индуцирует протекание в них фазового перехода -аустенит -мартенсит, что приводит к изменению магнитных и механических характеристик. Так сталь 12Х18Н10Т, широко распространенная в реакторостроении, в исходном аустенизированном состоянии парамагнитна (ГЦК-решетка). В ходе холодной деформации (не выше 1000С) в ней зарождается и накапливается мартенситная –фаза (ОЦК-решетка) Систематическое исследования возможности реализации высокой пластичности при мартенситном превращении привела к созданию особого класса конструкционных материалов – трип-сталей /1/. Несмотря на всю важность перехода, его изучение для облученных сталей крайне ограничено /2-4/.

Настоящая работа, в какой-то степени, восполняет этот пробел и посвящена получению новых данных по мартенситному превращению в нержавеющей аустенитной хромоникелевой стали облученной в реакторе ВВР-К.

Исследуемый материал и образцы.

В качестве материала для исследования использовали нержавеющую сталь аустенитного класса 12Х18Н10Т (аналог американской стали AISI-321), химический состав которой приведен в таблице 1.

Таблица 1 Химический состав стали 12Х18Н10Т Материал Состав, масс. % Fe C Cr Ni Ti Mn S Si 12Х18Н10Т Основа 0,12 17,0 10,66 0,5 0,34 1,67 0, Образцы для механических испытаний гантелеобразной формы (рис.1) изготавливали на токарном станке из стального прутка диаметром 6 мм. На головках образцов делали специальные закругления для центрирования в захватах разрывной машины. Выбранная форма образцов, совместно с захватами, обладающими конической внутренней поверхностью, обеспечивали соосность образца и простоту его установки в захваты, что особенно важно в экспериментах с материалами, обладающими вследствие нейтронного облучения высокой наведенной радиоактивностью. Размеры образцов подбирались, с одной стороны, с учетом минимизации радиационной опасности, а с другой - с целью уменьшения ошибки в определении механических характеристик, связанной с ростом размерного фактора при использовании микрообразцов.

Приготовленные таким образом образцы отжигали в вакууме не хуже 6,7.10-3 Па в печи электросопротивления СУОЛ-044 при температуре 11500С в течение 1 часа.

а б Рисунок 1 а) Размеры и форма исследуемых цилиндрических образцов из стали 12Х18Н10Т до растяжения;

б) Схема образца после растяжения. Указаны области (точки) А, В и С, в которых измерялся диаметр и ферромагнитная фаза.

Реакторное облучение цилиндрических образцов стали 12Х18Н10Т проводили в активной зоне реактора ВВР-К при температуре не выше 350 К в водонаполненных экспериментальных каналах, максимальная плотность потока нейтронов в которых достигала н 5,5.1017 м 2с. Для получения указанной, относительно низкой, температуры во время облучения, образцы закладывали в специальные ампулы с отверстиями так, что каждый образец омывался водой.

Определение флюенса нейтронов проводили по стандартной методике с использованием активации пороговых детекторов сопровождения. Для этого вместе с образцами в ампулы закладывали фольги Fe54, по которым затем определяли флюенсы нейтронов с определенной энергией. По этим измерениям находили интегральную дозу нейтронов, что дает возможность сравнивать результаты экспериментов с данными, полученными другими исследователями.

Во многих случаях полезно иметь информацию не только о количестве образующейся ферромагнитной фазы, но и о е распределении по длине деформируемого образца. Для этой цели применялось устройство, измерительным элементом которого служит феррозонд Ferster 1053 (Германия), с помощью которого можно определять наличие магнитной фазы содержанием от 0,05 до 50 % (относительно эталона) в локальной области (1мм3) контакта щупа с поверхностью образца. Устройство помогает проводить эксперименты с облученными образцами, т. к. оно имеет дистанционное управление и легко монтируется на разрывных машинах любого типа. Конструктивно устройство выполнено следующим образом. Зонд устанавливается в струбцине нормально по отношению к образцу, поджимается к нему в процессе растяжения и перемещается строго вдоль его оси. Передвижение зонда осуществляется с помощью реверсивного двигателя постоянного тока. Скорость перемещения плавно регулируется в пределах от 10-4 до 10-1 с1.

С целью изучения локализации деформации использовали оптико-электронный экстензометр (ОЭЭ), позволяющий не только следить за изменениями диаметра (толщины) и длины миниатюрных образцов в ходе деформирования, но и автоматизировать процесс сбора, накопления и обработки данных. ОЭЭ состоит из преобразователя изображения в электрический сигнал и устройства сопряжения с объектом (УСО). В качестве преобразователя используется полупроводниковая телевизионная камера Матрица, особенностью которой является практически полное отсутствие геометрических искажений изображения изучаемого объекта. УСО, выполненное на микросхемах серий К155 и К651, служит для преобразования аналогового телевизионного видеосигнала в параллельный двоичный цифровой код и подачи его на ПК.

В основу измерений положен принцип анализа телевизионного изображения исследуемого объекта с помощью считывающей строки. Сигнал, пропорциональный величине диаметра образца, подается с блока обработки на двухкоординатный самописец, в результате чего получают кривые распределения значений диаметра вдоль рабочей длины на любом заданном этапе растяжения. ОЭЭ целесообразно использовать для работы с тонкими, хрупкими и облученными материалами, соприкосновение с которыми во время эксперимента нежелательно. Точность определения размеров ±2% от измеряемой величины;

оптический фокус 100-200 мм;

максимальная скорость деформирования в процессе измерения 5 мм/мин;

потребляемая мощность 500 Вт.

Экспериментальные результаты и их обсуждение Влияние нейтронного облучения на механические свойства стали 12Х18Н10Т.

Механические испытания проводили на разрывной машине INSTRON-1195 при комнатной температуре со скоростью растяжения 0,5 мм/мин. Были получены машинные диаграммы для необлученных и облученных нейтронами образцов стали 12Х18Н10Т, представленные на рис. Кроме инженерных кривых на этом же рисунке зафиксированы кривые накопления мартенситной '-фазы в процессе растяжения, из которых можно видеть, как изменялось количество '-фазы не только по длине образца, но и только в шейке.

1800 2,0 1800 2, Количество -фазы, % Количество -фазы, % 1,8 1, 1600 4 1,6 1, 1400 6 Нагрузка, Н Нагрузка, Н 1,4 1, 1200 7 1, 1, 1000 1,0 1, 800 0,8 0, 600 0,6 0, 400 0,4 0, 200 0,2 200 0, 0 0,0 0 0, 0 1 2 3 4 5 0 1 2 3 4 5 Удлинение, мм Удлинение, мм Рисунок а б 4. Диаграммы растяжения и кривые накопления мартенситной '-фазы для необлученного (а) и облученного (б) нейтронами (2.1020 н/см2) образцов стали 12Х18Н10Т (Тисп=20 0С).

На рисунке 5 приведены экспериментальные кривые изменения в процессе растяжения диаметров стальных образцов, которые в дальнейшем использовали для построения «истинных» диаграмм растяжения. За изменениями диаметра следили с помощью оптического экстензометра в трех различных областях (А, В и С) на образце, выбранных согласно рис. 1б.

Анализируя данные, представленные на рис. 5, можно заключить, что деформация протекает попеременно то в одной области, то в другой, то есть неравномерно по всей рабочей длине образца. Если, например, диаметр уменьшается в точке А, то в точках В и С он изменяется незначительно или не изменяется вовсе. Этот вывод также подтверждают данные экстензометрии, приведенные на рис. 6, на котором показано, как изменяется диаметр по всей длине образца.

Если сравнить изменение диаметров в нескольких, в данном случае трех, областях на облученном и необлученном нейтронами образцах стали 12Х18Н10Т (рис. 6), можно заключить, что в облученном образце до определенного момента времени он изменяется равномернее, чем в необлученном, после чего происходит резкое уменьшение диаметра в одном из мест, то есть образуется шейка.

1,7 1, A A 1,6 B B C 1,6 C 1, Диаметр, мм Диаметр, мм 1, 1, 1, 1, 1, 1, 1, 1, 0,9 0, 0 10 20 30 40 50 60 70 61 0 10 20 30 Деформация, % Деформация, % Рисунок 5. Изменение диаметра образца стали 12Х18Н10Т в процессе пластической деформации в трех областях на образце (А – шейка, В и С – произвольные области). а– необлученный;


б-облученный нейтронами флюенсом 2.1020 н/см2.

7 Рисунок 6. Изменение диаметра образца стали 12Х18Н10Т в процессе пластической деформации (по данным оптического экстензометра) а – необлученный;

б - облученный нейтронами флюенсом 2.1020 н/см2. Цифры у кривых означают моменты растяжения, и соответствуют точкам на кривых приведенных на рисунке 4.

1600 1400 1200 Напряжение, МПа Напряжение, МПа 1000 800 0 1 2 3 4 5 0 1 2 3 4 5 Удлинение, мм Удлинение, мм а б 1600 1400 Напряжение, МПа 1200 Напряжение, МПа 1000 800 600 400 200 0 0 1 2 3 4 5 6 0 1 2 3 4 5 Удлинение, мм Удлинение, мм в г Рисунок 7. «Истинные» и инженерные диаграммы растяжения образцов стали 12Х18Н10Т (---- - инженерные, —— - истинные) а – необлученный образец стали 12Х18Н10Т;

б – сталь 12Х18Н10Т, облученная нейтронами флюенсом 2.1018 н/см2;

в - сталь 12Х18Н10Т, облученная нейтронами флюенсом 5.1018 н/см2;

г - сталь 12Х18Н10Т, облученная нейтронами флюенсом 2.1020 н/см2.

Истинные кривые растяжения стали 12Х18Н10Т. На рисунке 7 представлены истинные диаграммы растяжения облученных и необлученных образцов, построенные в координатах напряжение-удлинение, полученные с учетом изменения геометрических размеров образца во время растяжения. Здесь же для сравнения приведены условные диаграммы растяжения.

Данные, полученные при анализе инженерных и «истинных» диаграмм растяжения необлученных и облученных нейтронами стальных образцов сведены в таблицу 2.

Таблица 2. Механические характеристики необлученной и облученной нейтронами стали 12Х18Н10Т.

№ образцов 510 356 332 Характеристики Флюенс, н/см2 2.1018 5.1018 2. Истинная деформация ln(S02/S2) 1,19 1,25 1,27 1, Относительная деформация., % 64 44 43 Логарифмическая деформация 0,50 0,37 0,36 0,, относителная единица Предел текучести 0,2., МПа 195 281 301 Условный предел прочности В., МПа 656 680 692 Истинный предел прочности В.ист., МПа 1083 1094 1100 Напряжение разрушения условное 404 447 459 разр., МПа Напряжение разрушения истиное 1347 1570 1631 разр.ист., МПа Работа разрушения А, Дж 6,4 5,9 5,7 5, Анализируя данные, приведенные в таблице 2 следует отметить, что в результате нейтронного облучения несколько возрастает предел текучести и напряжение разрушения, тогда как предел прочности практически не изменяется. Относительная деформация облученных нейтронами образцов в значительной степени уменьшается по сравнению с необлученными. При этом работа А, затраченная на разрушение стальных образцов, уменьшается с увеличением дозы облучения (рис.8). (Работу А определяли как площадь под кривой «нагрузка-удлинение» до момента начала образования -фазы. Рисунок 4).

Относительная деформация, % 65 6, Работа разрушения, Дж 60 6, 55 6, 50 5, 45 5, 40 5, 35 5, 0 2*10^18 5*10^18 2*10^20 0 2*10^18 5*10^18 2*10^ 2 Флюенс, н/см Флюенс, н/см а б Рисунок 8. Графики изменения механических характеристик стали 12Х18Н10Т в зависимости от флюенса нейтронного облучения. а–пластичность;

б–работа, затраченная на разрушение образца.

В таблице 3 приведены данные, характеризующее начальную стадию образования и накопления мартенсита деформации в необлученных и облученных стальных образцах.

Таблица 3. Механические характеристики стали 12Х18Н10Т необлученной и облученной нейтронами в момент появления мартенситной -фазы № образцов 510 356 332 Характеристики Флюенс, н/см2 2.1018 5.1018 2. Относительная деформация М.ф., % 20,8 10,2 9,2 3, Логарифмическая деформация мф., отн. един. 0,189 0,097 0,088 0, Истинное напряжение ист. мф., МПа 604,1 644 584 624, Условное напряжение мф., МПа 503,3 555 589 607, Истинная деформация емф, отн. един. 0,183 0,149 0,1 0, Работа, затраченная до образования мартенситной 1,1 1,03 0,8 0, фазы Амф, Дж На основании результатов, представленных в таблице 2 и на рис. 9, можно заключить, что после облучения нейтронами образцов стали 12Х18Н10Т, требуется меньшая деформация кр для того, чтобы инициировать в них процесс образования мартенситной фазы. при растяжении. При этом, чем больше флюенс облучения, тем меньше кр.

Установлено также, что напряжение, при котором образуется '-фаза, практически не зависит от степени облучения, и равняется ~ 600 МПа. Наряду с тем установлено, чем выше доза нейтронного облучения, тем меньшая работа затрачивается до начала образования мартенситной -фазы.

1, Относительная деформация, % 1, 1, 1, АМф, Дж 12 0, 0, 6 0, 0, 0 0, 0 2*10^18 5*10^18 2*10^20 0 2*10^18 5*10^18 2*10^ Флюенс, н/см Флюенс, н/см а б Рисунок 9. Влияние флюенса нейтронов на критические значения деформации образования -фазы (а) и работу, затраченную на растяжения до момента образования -фазы (б).

Из рис. 10, на котором представлено распределение мартенситной '-фазы по длине рабочей части образца, видно, что и накопление, и ее распределение происходит неравномерно. Мартенситной '-фазы образуется больше там, где больше изменяется диаметр образца, то есть в его шейке. Это можно представить, сопоставив данные рис. 8 и рис. 10.

Из приведенных данных следует, что в облученном материале накопление магнитной '-фазы в процессе растяжения происходит более интенсивно и более равномерно по длине образца, чем в необлученном.

0, Количество, М Ф % 0, 6 0, 0, 0, 0, Количество М Ф,% 0, 0,16 0, 0, 0,4 0, 0, 2 0, 0, 1 0, 0 2 4 6 8 10 12 14 0, Длина образца, мм 0, 0 2 4 6 8 10 12 Длина образца, мм а б Рисунок 10 Кривые распределения мартенситной '-фазы в процессе деформации образца стали 12Х18Н10Т по длине его рабочей части. а –необлученный;

б-облученный нейтронами флюенсом 2.1020 н/см2.

Кривые накопления мартенситной '-фазы в шейке образца, построенные в координатах Мф/(1-Мф) – ln(F0/F), изображенные на рис. 11, аппроксимировали уравнением Мф/Аф=ВС.

Оказалось, что при описании экспериментальных кривых с помощью данного уравнения выявляется три характерных участка с разными значениями В и С (рис12).

2,0 2, Мф/(1-Мф), отн. ед.

Мф/(1-Мф), отн. ед.

1,5 1, 1,0 1, 0,5 0, 0,0 0, 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 -0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0, Ln(F0/F) ln(F0/F) а б Мф/(1-Мф), отн. ед.

2,0 2, Mf/(1-Mf), отн.ед.

1, 1, 1, 1, 0, 0, 0, 0, 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 1,2 1, Ln(F0/F) Ln(F0/F) г в Рисунок 11 Изменение относительного содержания мартенситной '-фазы в зависимости от истинной деформации (е=lnF0/F, где F – площадь сечения рабочей части образца) в области шейки образца стали 12Х18Н10Т. а–необлученный;

б–облученный нейтронами (2.1018 н/см2);

в-облученный нейтронами (5.1018 н/см2);

г-облученный нейтронами (2.1020 н/см2).

-4 - -5 - - Ln(Mf/(1-Mf) Ln(Mf/(1-Mf) - - - - - - - - - - - -1,6 -1,4 -1,2 -1,0 -0,8 -0,6 -0,4 -0,2 0,0 0,2 0,4 -2,0 -1,8 -1,6 -1,4 -1,2 -1,0 -0,8 -0,6 -0, Ln(e) Ln(e) а б - - - - - Ln(Mf/(1-Mf) - Ln(Mf/(1-Mf) - - - - - - - - - - -2,5 -2,0 -1,5 -1,0 -0,5 0,0 0, - Ln(e) -2,5 -2,0 -1,5 -1,0 -0, Ln(e) в г Рисунок 12. Линеаризованные кривые образования и накопления '-фазы в процессе растяжения стальных образцов стали 12Х18Н10Т: а–необлученный;

б–облученный нейтронами (2.1018 н/см2);

в-облученный нейтронами (5.1018 н/см2);

г-облученный нейтронами (2.1020 н/см2).

Линеаризованные графики зависимости количества '-фазы в шейке образца от степени его деформации использовали для определения значений В и С, характеризующих наиболее протяженный участок. Полученные данные представлены в таблице 4.

Мф Таблица 4. Значения коэффициентов В и С в уравнении В еС для 1 Мф образцов стали 12Х18Н10Т в области шейки с разными флюенсами облучения нейтронами для наиболее протяженного участка деформации № образца 510 356 332 Флюенс, н/см2 2.1018 5.1018 2. В -4,3 -3,0 -2,36 -3, С 3,49 2,76 2,65 2, Из таблицы 4 видно, что коэффициент С для облученных нейтронами образцов меньше, чем для необлученных, и к тому же он несколько уменьшается с увеличением флюенса.

Коэффициент В в этом уравнении немного больше для облученных образцов, но корреляции коэффициента В с флюенсом облучения не обнаружено.

Заключение Получены новые экспериментальные данные по влиянию нейтронного облучения на механические характеристики и параметры мартенситного ' превращения, протекающего в нержавеющей стали 12Х18Н10Т при растяжении.

Установлено, что в облученном материале процесс накопления индуцированной деформацией мартенситной -фазы происходит более интенсивно и равномернее по длине рабочей части образца, чем в необлученном.

Найдены кинетические параметры образования и накопления мартенситной фазы путем аппроксимации экспериментальных кривых уравнением Fм/Fауст=ВС. Коэффициент С данного уравнения для облученных нейтронами образцов меньше, чем для необлученных, к тому же он уменьшается с увеличением флюенса нейтронного облучения. Коэффициент В уравнения несколько больше у облученных образцов, но корреляции коэффициента В у облученных нейтронами образцов с флюенсом облучения обнаружено не было.

Коэффициенты В и С данного уравнения несколько больше для шейки образца, чем за ее пределами, причем для облученного материала коэффициент В выше, а коэффициент С меньше, чем для необлученного.

Выявлено, что после облучения нейтронами стали 12Х18Н10Т, требуется меньшая деформация для того, чтобы инициировать процесс образования мартенситной фазы.

Причем, чем больше флюенс облучения, тем меньшая деформация образца для этого требуется. Установлено, что «истинное» напряжение, при котором образуется '-фаза, практически не зависит от облучения. Кроме того, чем выше доза нейтронного облучения, тем меньшая работа затрачивается до начала образования мартенситной фазы.

Литература 1. Кайбышев О. А.. Пластичность и сверхпластичность металлов. – М.: Металлургия, 1975 – 280 с.

2. Ибрагимов Ш. Ш., Максимкин О. П., Садвакасов Д. Х. Мартенситное ' превращение и механические свойства стали 12Х18Н10Т, облученной нейтронами. // ФММ.

№5, 1992 – с. 43-48.


3. Максимкин О.П., Осипов И.С.,Айтхожин Э.С., Бердалиев Д.Т, Рахашев Б.К., НалтаевА. Мартенситные превращения в нержавеющей аустенитной стали 12Х18Н9, облученной альфа частицами. // Вестник НЯЦ РК, 2006, вып. 4 (28), с.23-26.

4. Максимкин О.П., НалтаевА., Бердалиев Д.Т, Рахашев Б.К. Мартенситные ' превращения в стали 12Х18Н10Т, облученной в реакторе ВВР-К. // Вестник НЯЦ РК, 2007, вып. 3 (31), с.53-58.

НЕЙТРОНДАРМЕН СУЛЕЛЕНГЕН ТОТ БАСПАЙТЫН 12Х18Н10Т БОЛАТТА ДЕФОРМАЦИЯ МАРТЕНСИТІНІ ДАМУ КИНЕТИКАСЫ O.П. Максимкин, А.И. Емельянов, А. Налтаев, Д.Т. Бердалиев, Б.К. Рахашев 12Х18Н10Т тот баспайтын болаттаы мартенситтік ’ трленуді кинетикалы параметрлеріне, беріктілік пен иілгіштікті «аиат» сипаттамаларына реакторлы (BBР-K) сулелеуді серлерін зерттеуді жаа нтижелері сынылан.

THE KINETICS DEVOLOPMENT OF MARTENSITE DEFORMATION IN STAINLESS STEEL 12Cr18Ni10Ti IRRADIATED BY NEUTRON O.P. Maksimkin, A.I. Emelyanov, A. Naltaev, D.T. Berdalyev, B.K. Rakhashev The new results on reactor (WWR-K) irradiation on kinetic parameters of ’ martensitic transformation and true characteristic of strenghr and plasticity of 12Cr18Ni10Ti stainless steel were reported.

ОПТИЧЕСКИЕ И РАДИАЦИОННЫЕ СВОЙСТВА KDP, АКТИВИРОВАННЫЙ ИОНАМИ ТАЛЛИЯ Т.А. Кукетаев, Л.М. Ким, Б.С. Тагаева, А.С. Балтабеков Карагандинский государственный университет им. Е.А. Букетова В работе приведены результаты исследования оптических, люминесцентных свойств и термостимурилованной люминесценции кристалла KDP, активированный ионами таллия при температуре 80-400К. Установлено, что примесные центры являются центрами малого радиуса. В результате облучения ионы Tl+ перезаряжаются и радиационно-наведенные примесные дефекты являются центрами рекомбинации Кристаллы дигидрофосфата калия KH2PO4 (KDP) обладают нелинейными оптическими свойствами и широко используются для генерации третьей и четвертой гармоник лазерного излучения. При использовании интенсивных лазерных пучков появляется индуцированное оптическое поглощение, которое существенно лимитирует эксплуатационные характеристики данного соединения. Это наведенное поглощение обусловлено появлением структурных дефектов кристаллической решетки. Анализ литературных данных показал, что ранее исследования проводились в основном для разработки технологии выращивания крупных монокристаллов оптического качества. Интенсивное изучение природы дефектов и их свойств начались только в 90-годах (см., например, [1]). Для KDP противоречива даже информация о ширине запрещенной зоны. Например, в работе [1] сообщается, что край пропускания этих кристаллов находится в области 180 нм (6.9 эВ), а в [2] по результатам изучения экситонов дается оценка ширины запрещенной зоны в 8.5 эВ.

При возбуждении кристаллов вауумным УФ-светом или рентгеновскими лучами обнаружены ряд полос излучений. В работе [3] обнаружены полосы излучения с максимумами при 2.6 эВ, 3.54 эВ и 4.77 эВ. Две оптические полосы связываются с дефектами Бьерума: первая - с L-дефектами, вторая – с D-дефектами. Коротковолновое излучение связывается авторами [3] с люминесценцией автолокализованных экситонов. Природа всех полос излучения устанавливается только по косвенным данным. Прямых доказательств правильности интерпретации нет.

В кристаллах KDP, в их дейтерированном аналоге и ADP обнаружены парамагнитные дырочные дефекты, которые создаются при облучении ионизирующей радиацией [4]. Они получили название А- и В-радикалов. А-радикал представляет собой дырочных центр захвата и образуется при потере анионной группой H2PO4 одного протона. Дырка локализована на атоме кислорода, ближайшем к образовавшейся вакансии водорода. Неспаренный спин данного парамагнитного центра взаимодействует с ядром фосфора [4]. При температуре выше 130К данные радикалы отжигаются [5]. В-радикал представляет собой дырку, захваченную анионной группой и является по существу автолокализованной дыркой – (H2PO4)0 [4].

С образованием А- и В-радикалов раннее связывали появление индуцированного поглощения. Однако в [1] это положение подвергается сомнению из-за низкого уровня термической стабильности этих дефектов. В [1] предполагается наличие в исходном кристалле ионов PO3-, которые во время облучения захватывают электроны.

PO32-. Это Обнаружено пять различных магнитно неэквивалентных центров предполагает, что протон или калий уходят из одного из пяти неэквивалентных положений около вакансии кислорода. С образованием этих дефектов авторы [1] связывают радиационно-наведенные полосы поглощения.

В работе [6] показано, что в кристаллах KDP образуются дефекты типа PO32- и PO42-. Очевидно, что парамагнитный ион образуется PO42- за счет ионизации аниона.

Каждый фосфатный анион связан с двумя водородами. Электронная плотность водородов смещена к кислородам. В итоге, практически на фосфатном анионе в исходном состоянии имеется заряд –3. Предполагается, что образование дефекта матрицы типа PO32- происходит в результате преобразования PO42- [6].

В работе [7] расчеты методом функционала плотности точечных дефектов в водородной подсистеме KDP. В случае возникновения L-дефектов длина связи между ближайшими к вакансии кислородами между двумя фосфатными группами уменьшается. Показано, что при захвате протоном электрона нейтральный атом водорода выталкивается в межузлие с последующим образованием молекулы H2.

Изучение радиационных дефектов в матрице KDP в основном сосредоточено на водородной подсистеме. В [8] рекомбинационные процессы в кристаллах KDP связываются с миграцией атома водорода, который играет роль электронно-избыточного центра.

Таким образом, этот краткий обзор показывает целый ряд противоречивых мнений о природе, свойствах радиационных дефектов и механизмах их образования.

Механизмы рекомбинации практически не обсуждаются.

Одним из основных методических подходов изучения радиационно стимулированных процессов является введение в кристаллы примесных ионов, которые используются как оптические и люминесцентные зонды. Однако свойства активированных KDP изучались эпизодически. Имеются ряд сведений об этих соединениях с примесью ионов марганца, хрома и меди [9].

Ионы таллия хорошо изучены в целом ряде матриц [10-12]. Поэтому они представляются наиболее удобными в качестве люминесцентных зондов. Целью настоящей работы является изучение спектрально-люминесцентных свойств и рекомбинационной люминесценции KDP, активированных ионами одновалентного таллия.

Кристаллы KDP, выращенные при добавлении в исходный раствор растворимой соли таллия, бесцветны и прозрачны. Для того чтобы установить вхождение примесных ионов металла в кристаллическую решетку, нами были измерены спектры оптического поглощения. Установлено, в УФ-области спектра появляются две полосы оптического поглощения. Максимумы этих полос поглощения при комнатной температуре находятся в области 206 нм и 227 нм. В чистых кристаллах KDP в этой спектральной области нет оптических полос поглощения. Однако, так как образцы активировались с помощью хлорида таллия, можно предполагать, что наблюдаемое поглощения связано с ионами галогена. Для проверки этого был использован кристалл дигидрофосфата калия, выращенного из раствора с добавлением хлорида калия.

Измерения спектров поглощения от данного образца показали, что в области 200- нм он прозрачен. Следовательно, наблюдаемые полосы связаны с примесными ионами таллия. Результаты по спектрам поглощения, приведенные выше, хорошо согласуются с результатами работы [13]. Авторами данной работы установлено, что в кристаллах KDP с примесью ионов таллия наблюдаются полосы поглощения в области 206-210 нм и 225-230 нм.

Кристаллическая решетка KDP такова, что имеются два неэквивалетных катионных узлов. Появление двух полос поглощения может быть связано с электронной структурной примесных ионов таллия или с формирование в изучаемой матрице двух различных примесных центров. Для решения этого вопроса были измерены спектры возбуждения и излучения фотолюминесценции. На рисунке 1 приведены полученные результаты.

Измерения проводились при температуре жидкого азота. Из рисунка видно, что у изучаемого образца наблюдается одна полоса фотолюминесценции, которая достаточно эффективно возбуждается в обоих полосах примесного поглощения. Максимум излучения при температуре жидкого азота находится при 275 нм.

Ионы одновалентного таллия относятся к группе ртутеподобных, т.е. с энергетической структурой, образованной 2s - электронами типа. В спектрах возбуждения фотолюминесценции, максимумы которых приходятся на 204 нм и 220 нм, при температуре жидкого азота проявляется неэлементарность данных оптических полос. Неэлементарность оптических полос, возбуждение в них одной и той же люминесценции позволяют утверждать, что в кристаллах KDP ионы таллия образуют примесные центры люминесценции одной природы и наблюдаемы оптические полосы в спектрах поглощения или возбуждения связаны с А- и В-полосами. Известно, что у ионов таллия имеются три наиболее низких электронных переходов. С ними связываются А-, В- и С- оптические полосы. Первые два обусловлены частично разрешенными переходами, а С- с полностью разрешенным. В кристаллических полях низкой симметрии, к каковым относятся и решетка KDP, наблюдается полное или частичное снятие вырождение в А- и В-полосах одновалентных ионов таллия. Исходя из всего вышесказанного, наблюдаемые оптические полосы ионов одновалентного таллия в решетке KDP связаны с А- и В-полосами.

Образование примесными ионами центров свечения одной природы может быть обусловлено тем, что ионы таллия замещают катионы в узлах кристаллической решетке селективно, или вариация катионного окружения не оказывает существенного влияния на свойства примесных центров.

I, от.ед.

280, нм 200 220 240 Рис. 1. Спектр возбуждения (1) и излучения кристалла KDP, активированного ионами таллия Для качественного рассмотрения вопроса о влияния катионного окружения на свойства примесных центров таллия были проведены ряд измерений спектрально-люминесцентных свойств от температуры.

Из кривой температурного тушения фотолюминесценции установлено, что затухание фотолюминесценции начинается выше 140К. Участок затухания хорошо описывается известной формулой Мотта, что позволило установить энергию активации температурного тушения фотолюминесценции - 120 мэВ. Необходимо отметить, что у кристаллов KDP в области 120К имеется полиморфный фазовый переход. В ряде кристаллов показано, что перестройка кристаллической решетки приводит к существенным изменениям свойств примесных центров свечения [11,12]. Однако его наличие на кривой тушения фотолюминесценции не проявляется. Неэквивалентность катионных узлов в кристаллах KDP связана с вариацией именно водородного окружения. При полиморфном фазовом переходе происходит перераспределение заселения атомов водорода по возможным положениям в кристаллической решетке. Нечувствительность кривой температурного затухания фотолюминесценции к изменению водородного окружения позволяет предположить, что ионы таллия замещают катионы в обоих типах узлов кристаллической решетки.

Данный вывод косвенно согласуется с результатами изучения электрон-фононного взаимодействия. Установлено, что оптическая полоса в спектре излучения фотолюминесценции хорошо описывается Гауссовой кривой. В этом случае для формы оптических полос можно использовать полуклассическую модель адиабатических потенциальных кривых в гармоническом приближении. Были проведены измерения ширины оптических полос при различных температурах до и выше 120К. На кривой температурной зависимости ширины оптической полосы в области 120К так же нет аномалий, которые можно было бы связать с влиянием полиморфного фазового перехода. Из известной формулы температурной зависимости ширины оптической полосы от температуры в гармоническом приближении была оценена частота колебаний, актуальных в электрон фононном взаимодействии. Ее оценка составила 0.311013 сек-1. Эти колебания попадают в диапазон оптических мод. Из знания величины стокосовых потерь и частоты активных колебаний был определен параметр Хуанга-Риса, т.е. число фотонов, возникающих в одном акте излучения. Для ионов Tl+ в решетке KDP данный параметр равен 60-65. Параметр Хуанга-Риса характеризует не только электрон-фононное взаимодействие, но и позволяет качественно судить о степени локализации электронной волновой функции. Согласно [14] величина параметра Хуанга-Риса показывает, что ионы таллия образуют центры малого радиуса. Это согласуется с тем, что водородное окружение влияет на них недостаточно сильно и ионы таллия могут замещать катионы в любых типах катионных узлов.

При воздействии ионизирующих излучений в кристаллах KH2PO4 образуются дефекты кристаллической структуры. Из природы установленных радиационных дефектов в данном соединении, описанных выше, следует, что радиационное дефектообразование запускается процессами ионизации. Следовательно, примесные ионы, которые могут быть донорами или акцепторами электронов, должны оказывать влияние на радиационно-стимулированные процессы.

На рисунке 2 представлена кривая термостимулированной люминесценции (ТСЛ), полученная после облучения монокристалла KDP рентгеновскими квантами при температуре жидкого азота. Доза облучения, определенная с помощью ферросульфатного дозиметра Фрике, составляла 30 кГр. В неактивированном кристалле KDP пики рекомбинационной люминесценции после облучения образца рентгеновскими лучами при температуре жидкого азота наблюдаются в области 100К, 160-200К и 240К.

В чистом кристалле основная светосумма накапливается в пиках свечения в области 160-200К. Ранее нами установлено, что вид кривой ТСЛ для кристаллов KDP, выращенных из растворов с добавлением хлорида калия, не меняется. Из рисунка видно, что введение ионов таллия приводит к существенным изменениям на кривой ТСЛ: появляется пик с максимумом при 130К, происходит перераспределение накопленной светосуммы в группе пиков при 160-200К и доминирующим пиком свечения становится рекомбинационная люминесценция с максимумом при 330К. Данный высокотемпературный пик ТСЛ в неактивированном кристалле не наблюдается. Следовательно, его появление связано с наличием в образце примесных ионов таллия.

Пик свечения в области 130К по свойствам подобен пику свечения при 100К, который связан с распадом дефектом Бьерума. Это позволяет утверждать, что наличие примесных ионов приводит к повышению уровня термической стабильности собственных радиационных дефектов матрицы, локализованных рядом с ионами таллия. Подобное явление для KDP наблюдалось ранее [8, 9].

Таким образом, примесные ионы таллия приводят к появлению нового рекомбинационного свечения в области 330К и к повышению термической стабильности некоторых дефектов матрицы.

I, от.ед.

Т,К Рис. 2. Кривая ТСЛ кристалла KDP-Tl Нами подробно изучен пик свечения при 330К. Данный пик рекомбинационной люминесценции имеет затянутое по температуре «крыло» разгорания свечения. При изотермическом отжиге предварительно облученного кристалла при температуре 330К выделяется пик рекомбинационной люминесценции с максимумом при 350К. Следовательно, пик свечения с максимумом при 330К является сложным и его можно разделить на два с максимумами при 320К и 350К. Таким образом, в активированном ионами таллия кристалле KDP, появляются два новых пика рекомбинационного свечения.

Мы измерили кривые ТСЛ на длине волны внутрицентровой люминесценции ионов таллия. Установлено, что свечение примесных ионов наблюдается в области 320-350К, т.е.

при температурах появления новых пиков рекомбинационной люминесценции.

Следовательно, эти примесные ионы при облучении преобразуются в дефекты, являющиеся центрами рекомбинации. Поскольку в решетке KDP имеются неэквивалентные катионные узлы возможно образование дефектов одной природы, различающиеся уровнем термической стабильности. С этим может быть связано появление двух пиков свечения. Измерения спектров поглощения показывают, что в результате облучения происходит уменьшение оптической плотности в полосах примесного поглощения. Следовательно, имеет место изменение зарядового состояния ионов таллия.

Измерения температурной зависимости оптической плотности предварительно облученного кристалла показали, восстановление концентрации ионов Tl+ происходит в области 320-350К.

Известно [5], что В-радикалы распадаются в области 160-200К. Введение примесных ионов таллия приводит к относительному подавлению накопления светосуммы в этой температурной области. В-радикалы по своей природе являются дырочными центрами.

Подавление накопления дырок может быть обусловлено появлением в активированных кристаллах дополнительного источника электронов. Предполагается, что в результате облучения таллий ионизируется, т.е. образуются центры типа Tl2+.

В результате проведенных измерений и их анализа показано, что оптические полосы ионов одновалентного таллия в решетке KDP являются А- и В-полосами. Установлено, что примесные центры являются центрами малого радиуса. Полученные результаты свидетельствуют о том, что вариации водородного окружение несущественны в формировании свойств центров свечения. В результате облучения ионы Tl+ перезаряжаются и радиационно-наведенные примесные дефекты являются центрами рекомбинации. На основании анализа влияния примесных ионов на накопление радиационных дефектов матрицы сделано предположение, что таковыми являются Tl2+.

Работа выполнена по гранту № ФИ-4.7/2007 Министерства образования и науки РК.

Литература 1. Garces N.Y., Stevens K.T., Halliburton L.E., Demos S.G., Radousky H.B., Zaitseva N.P.

Identification of electron and hole traps in KH2PO4 crystals// J. Appl. Phys. – 2001. –V.83, N.1. – P.47-52.

2. Огородников И.Н., Кирм М., Пустоваров В.А., Черемных В.С. Низкотемпературная время-разрешенная вакуумная ультрафиолетовая спектроскопия автолокализованных экситонов в кристаллах KH2PO4//ОиС. – 2003. – Т.95, в.3. – С.436-440.

3. Огородников И.Н., Пустоваров В.А., Шульгин Б.В., Куанышев В.Т., Сатылбадиева М.К. Низкотемпературная люминесцентная время-разрешенная вакуумная ультрафиолетовая спектроскопия кристаллов KH2PO4//ОиС. – 2001. – Т.91, в.2. – С.243-251.

4. Stevens K.T., Garces N.Y., Halliburton L.E., Yan M., Zaitseva N.P., DeYoreo J.J., Catella G.C., Luken J.R. Identification of the intrinsic self-trapped hole center in KD2PO4//Appl. Phys. Let.

– 1999. – V.75, N.11. – P.1503-1505.

5. Chirila M.M., Garces N.Y., Halliburton L.E., Demos S.G., Land T.A., Radousky H.B.

Production and thermal decay of radiation-induced point defects in KD2PO4// J. Appl. Phys. – 2003.

– V.94, N.10. – P.6456-6462.

6. Турдалиев И.К. Радиационно-химические процессы в монокристаллах дигидрофосфатов щелочных металлов и дигидрофосфата-гидросульфата калия с примесью меди //Автореф. дисс… канд. наук – Бишкек, 1993. – 18с.

7. Liu C.S., Zhang Q., Kioussis N., Demos S.G., Radousky H.B. Electronic structure calculations of intrinsic and extrinsic hydrogen point defects in KH2PO4// Phys. Rev. B. - 2003. V.68, N.22. – P. 224107/1-224107/11.

8. Огородников И.Н. Электронные возбуждения, люминесценция и радиационные дефекты в широкозонных нелинейных оптических кристаллах //Автореф. дис…. докт. наук Екатеринбург, 2004.-48с.

9. Сатыбалдиева М.К. Радиационно-стимулированные эффекты в кристаллах KH2PO4 и NH4H2PO4/Автореф. дисс…канд. наук - Бишкек, 2002. – 12с.

10. Алукер Э.Д., Лусис Д.Ю., Чернов А.С. Электронные возбуждения и радиолюминесценция щелочно-галоидных кристаллов. – Рига: Зинатне, 1979. – 252 с.

11. Кукетаев Т.А. Люминесценция и электронные возбуждения в активированных ионных кристаллах с различной модификацией // Автореф. дис. докт. наук. – Свердловск, 1988. – 45 с.

12. Сагындыкова Г.Е. Оптические и радиационные свойства кристаллов LiKSO4, активированных ртутеподобными ионами//Автореф. дис.канд. наук. – Караганда, 2004. – 21с.



Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.