Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Литературный обзор 9
1.1. Аморфные сплавы 9
1.2. Структурные превращения в аморфных сплавах системы Fe-Ni-Si-B21
1.3. Основные процессы взаимодействия излучения с твердым телом 30
1.3.1. Взаимодействие быстрых ионов с твердым телом 30
1.3.2. Влияние облучения высокоэнергетическими ионами на аморфные сплавы 41
1.3.3. Взаимодействие нейтронов с твердым телом 59
1.4. Постановка задачи 64
Глава 2, Методика эксперимента 65
2.1. Приготовление образцов 65
2.2. Методы исследования структуры 69
2.3. Компьютерное моделирование пробегов быстрых ионов в твердом теле 80
Глава 3. Исследования изменения структурного состояния аморфного сплава Fe77Ni^ii^7 после облучения 81
3.1. Исследования образцов после облучения высокоэнергетическими ионами Аг, Кг, Хе, Ві на ускорителе U-400 81
3.1.1. Расчет характеристик облучения тяжелыми ионами высоких энергий 81
3.1.2. Рентгеновское исследование 91
3.1.3. Мессбуэровская спектроскопия образцов, облученных ионами Аг, Кг, Хе и Ві с одинаковым потоком, но с разной энергией 93
3.1.5. Мессбауэровская спектроскопия образцов, облученных ионами Хе и Ві через металлическую фольгу 105
3.2. Исследования образца после облучения нейтронами спектра деления в реакторе ИБР-2 109
3.2.1. Расчет дозы повреждений в аморфном сплаве Ре7уШ^іф7 при облучении 109
3.2.2. Мессбауэровские исследования изменения ближнего порядка в аморфном сплаве в результате облучения 117
Литература 129
- Основные процессы взаимодействия излучения с твердым телом
- Компьютерное моделирование пробегов быстрых ионов в твердом теле
- Мессбуэровская спектроскопия образцов, облученных ионами Аг, Кг, Хе и Ві с одинаковым потоком, но с разной энергией
- Исследования образца после облучения нейтронами спектра деления в реакторе ИБР-2
Введение к работе
Актуальность темы
Изучение структурных превращений в таких неравновесных системах, как аморфные металлические сплавы, при их облучении потоками заряженных частиц, способных инициировать различные процессы атомной перестройки за счет передачи энергии бомбардирующих частиц атомам твердого тела, представляет собой большой интерес с двух точек зрения. Во-первых, для радиационной физики твердого тела имеет фундаментальное значение изучение процессов, ответственных за структурно-фазовые превращения в аморфных материалах, известных своей радиационной стойкостью вследствие отсутствия в них дальнего порядка. Во-вторых, механизм передачи энергии (упругое или неупругое взаимодействие, ионизация) можно целенаправленно изменять путем выбора типа и энергии облучающих частиц, что открывает широкие перспективы использования радиационного воздействия, как инструмента технологической обработки.
Помимо этого, для создания надежно работающих энергетических ядерных реакторов чрезвычайно важны исследования по радиационной стойкости конструкционных материалов к облучению нейтронами.
Действие нейтрона при столкновении с атомами мишени заключается либо в образовании атома отдачи с большой энергией (часто десятки или сотни тысяч вольт), либо атома-осколка, возникшего при ядерном превращении или расщеплении. Атомы отдачи в большинстве случаев будут иметь заряд, так как часть их электронов теряется при столкновении. Поэтому можно начинать изучение радиационных воздействий с рассмотрения действия, производимого атомом отдачи, т. е. тяжёлой заряженной частицей. В таком случае воздействие нейтронной радиации принципиально не отличается от действий, непосредственно производимых тяжёлыми заряженными частицами. Другими словами, и здесь решается проблема прохождения тяжёлой заряженной частицы через твёрдое тело.
Вариация контролируемых параметров облучения, таких как энергия, поток ионов, температура образца, открывает большие возможности для получения принципиально новых материалов с необходимыми свойствами. В случае аморфных металлических систем такая технологическая обработка может изменить их свойства на микро-, нано- и атомном уровне. Тем самым, получение новых материалов с индивидуальными, причем настроенными под определенные технические условия свойствами, можно рассматривать как новый тип нанотехнологий.
Цель работы
Исследование изменений структурного состояния аморфного сплава FejjNi2Sii4Bj после облучения высокоэнергетическими ионами и нейтронами.
Научная новизна:
Впервые проведены экспериментальные исследования изменения структурного и магнитного состояния аморфного сплава вдоль траектории прохождения иона облучения до полной его остановки методом селективной по глубине конверсионной мессбауэровской спектроскопии.
Экспериментально выделены и оценены вклады упругих и неупругих взаимодействий высокоэнергетических ионов и нейтронов вдоль их треков в структурную перестройку в аморфном сплаве.
Впервые была обнаружена в приповерхностном слое аморфного металлического сплава в результате облучения медленными нейтронами, кристаллизация с образованием дендритных структур размерами порядка 50-1000 нм.
Практическая ценность:
Соединение теоретического представления и математических расчетов с экспериментальными исследованиями воздействия высокоэнергетических ионов и нейтронов на аморфные металлические сплавы.
Впервые выявлены и проанализированы структурные превращения вдоль трека ионов облучения в аморфном сплаве.
Впервые выявлено дендритообразование в приповерхностной области сплава в результате ядерной реакции захвата медленных нейтронов ядрами атома В с испусканием а — частиц с энергией Е=2,79 МэВ.
Основные положения, вынесенные на защиту:
Экспериментальное исследование структурных изменений в аморфном сплаве вдоль трека ионов облучения. Разделение влияния упругих и неупругих взаимодействий.
Изменение структурного состояния по толщине аморфного сплава в зависимости от энергии ионов облучения.
Рост дендритных структур в приповерхностной области аморфного сплава, индуцированный ядерной реакцией захвата медленных нейтронов ядрами атомов бора.
Апробация работы:
Результаты работы доложены на международных и российских конференциях:
VIII Международная конференция «Мессбауэровская спектроскопия и ее применения» (2002г., Санкт-Петербург, Россия).
International Symposium on Metastable, Mechanically Alloyed and Nanocrystalline Manerials (2002г., Сеул, Южная Корея).
3.Международная конференция «Физика электронных материалов» (2002г., Калуга, Россия)
IV Национальная конференция по применению рентгеновского синхротронного излучений, нейтронов и электронов для исследования материалов (РСНЭ) (2003 г., Москва, Россия).
XII Международное совещание «Радиационная физика твердого тела» (2003 г., Севастополь, Украина).
14th International Conference on Solid Compounds of Transition Elements (2003, Линц, Австрия).
XV Международное совещание «Радиационная физика твердого тела» (2005 г., Севастополь, Украина).
Международный семинар «Структурные основы модификации материалов методами нетрадиционных технологий» (2005, Обнинск, Россия).
XIV Международная научная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых «Ломоносов 2007» (2007, МГУ Москва, Россия)
Публикации: основные результаты работы опубликованы в 12 печатных работах: 5 статьях и 7 тезисах докладов на международных и всероссийских конференциях.
Структура и объем работы: диссертационная работа изложена на 140 страницах машинописного текста, включая 41 рисунка и 17 таблиц, и состоит из введения, четырех
глав, выводов, списка литературы из 120 наименований. Работа выполнена на кафедре физики твердого тела физического факультета МГУ им М.В. Ломоносова.
Основные процессы взаимодействия излучения с твердым телом
Среди физических процессов, имеющих место при ионной имплантации, можно выделить следующие: 1) прямое распыление (выбивание) атомов поверхностного слоя; 2) образование первичных дефектов в процессах столкновения; 3) возникновение, по мере эволюции каскадов атомных столкновений, ионизационных пиков, пиков атомных смещений, а также сильно разогретых областей (или термических пиков) с последующей их закалкой со скоростью 1010-1015 К/с и, в некоторых случаях, дополнительным термическим распылением поверхности [50]; 4) легирование поверхностного слоя (с переходом внедряемых и матричных атомов как в позиции замещения, так и в позиции внедрения), в том числе до концентраций, существенно превышающих равновесные; 5) образование различных комплексов из примесных и матричных атомов и дефектов; 6) вакансионное распухание и образование пор (блистеринг); 7) протекание радиационно-стимулированной диффузии, с изменением состава поверхностного слоя мишени (в том числе и по основным компонентам), образований скоплений, предвыделений, фаз; 8) растворение фаз; 9) формирование обусловленных внедрением примесей высоких поверхностных статических напряжений, способных вызывать фазовые превращения; 10) общий нагрев поверхностных слоев материалов (термические фазовые и внутрифазовые процессы в твердом состоянии, плавление и испарение поверхностного слоя [54]); 11) термоупругие волны при мощных импульсных воздействиях; 12) образование решеточных ударных волн от отдельных атомных каскадов на завершающей стадии их развития[45,46,47]; возбуждение электронной подсистемы металлов [48,49] (особенно существенно при высокоэнергетической имплантации).
Этот перечень, очевидно, не исчерпывает всех физических процессов, связанных с ионной бомбардировкой. Их классификация является исключительно сложной задачей, тем более, если учесть наложение и взаимное влияние различных процессов. Торможение ускоренных ионов в твердых телах обусловлено двумя основными процессами [50,51,52,53,54,55,56,57,58]: упругими столкновениями с атомами (ядрами) мишени, с образованием каскадов выбитых из своих устойчивых положений атомов; неупругими взаимодействиями со связанными электронами (эффекты возбуждения и ионизации). Диапазон пространственных и временных характеристик процессов, протекающих при ионной бомбардировке твердых тел, исключительно широк: соответственно, от 10"14 секунды до нескольких суток по временной шкале (см., например, [59]) и от толщины моноатомного слоя до несколько сотен микрометров по глубине облучаемого поверхностного слоя [54,60,61]. Характер движения ионов в твердом теле, а также вклад различных механизмов торможения определяются соотношением между скоростями движения иона Vi и орбитальными скоростями электронов на внутренних Vje и внешних Vee оболочках атомов твердого тела и иона [62, 63]. На Рис. 10 схематически показана зависимость тормозной способности (-dE/dx) от скорости ионов с атомным номером Ъ\ в твердом теле, атомы которого имеют порядковый номер Ъг. При высоких скоростях (Vi»VoZi2/3, где О о V0=e /h=2,19-10 см/с скорость электрона на первой боровской орбите атома водорода) в области I, ион теряет все свои электроны и в твердом теле движется практически голое ядро с зарядом Zje. В этом случае, ион теряет энергию в основном вследствие столкновения с электронами. В этой области энергий тормозная способность описывается теорией Бете - Блоха и в первом приближении пропорциональна V" .
Столкновение быстрого иона с ядрами атомов твердого тела - событие маловероятное. где I - средняя энергия возбуждения. При уменьшении скорости ионов Vi VoZi2/3, начинают протекать процессы захвата электронов, и далее ион движется с некоторым эффективным зарядом Q Zj (область III). Зависимость эффективного заряда иона от его скорости и заряда можно выразить эмпирической формулой предложенной Бором: Это предположение основано на том, что все электроны, скорости которых меньше, чем скорость тяжелого иона Vj, оказываются сорванными (скоростной критерий Бора). Такой процесс продолжается до скорости иона, сравнимой с орбитальной скоростью внешних электронов Vee. В этой области энергий существуют две теории неупругого торможения ускоренных ионов: Фирсова и Линдхарда - Шарфа. Обе эти теории основаны на статистической модели атома Томаса - Ферми. В теории Фирсова предполагается, что при столкновении ион и атом временно образуют квазимолекулу, плотность электронов в которой определяется по модели Томаса - Ферми. Ион и атом, образовавшие квазимолекулу, обмениваются между собой внешними, слабо связанными электронами. Электроны захватываются движущимся ионом; при этом иону передается импульс, пропорциональный скорости иона v, что и приводит к возникновению силы трения (тормозной способности), действующей на ион. Хотя в тот момент, когда ион удаляется от атома, захваченные ионом электроны возвращаются обратно к атому твердого тела, отдача при этом отсутствует, поскольку электрон попадает на высоколежащий уровень. Теория Фирсова: атомов мишени как электронный газ с плотностью и распределением, вычисленными на основе модели Томаса - Ферми. Теория Линдхарда - Шарффа:
Компьютерное моделирование пробегов быстрых ионов в твердом теле
Моделирование взаимодействий высокоэнергетических ионов с атомами исследуемого аморфного сплава Fe77Ni2Sii4B7 проводилось с помощью программного обеспечения Trim [104]. Программа Trim не учитывает структурные особенности образца и поэтому может использоваться для расчета упругих и неупругих взаимодействий в аморфных сплавах. Вместо периода кристаллической решетки берется среднее расстояние между атомами в единице объема. А также задается состав аморфного сплава; характеристики ионов, которыми производится облучение; их энергии. У каждого налетающего на мишень иона происходит своя собственная история столкновений с атомами мишени, не зависящая от результатов предыдущих столкновений. Для получения достаточной статистики в данном расчете моделировалось 1000 траекторий.
Для выяснения влияния облучения тяжелыми ионами высоких энергий на структуру аморфного сплава были выполнены расчеты энергетических потерь ионов по программе TRIM [104]. Вычисленные неупругие и упругие потери энергии ионов 40Аг (155 МэВ), 84Кг (253 МэВ), 131Хе (372 МэВ) и 209Bi (710 МэВ) в зависимости от расстояния прохождения в аморфном сплаве Fe77Ni2Sii4B7 представлены соответственно на Рис. 27 и Рис. 28. По результатам расчетов, длина свободного пробега ионов в аморфном сплаве Fe77Ni2Sii4B7 составляет соответственно 17,5; 15; 16; 20 мкм.
Из Рис. 27 видно, что неупругие потери ионов Аг и Кг в отличие от потерь ионов Хе и Ві сначала увеличиваются и начинают уменьшаться лишь на глубине -13 и 4 мкм соответственно. Для объяснения этого обратимся к Рис. 10, на котором представлена зависимость тормозной способности от скорости падающих ионов.
Существует пороговая скорость, зависящая от полного заряда иона и разделяющая скоростные диапазоны ионов, в которых для описания неупругого торможения применимы различные теории. Это связано с эффективным зарядом падающих ионов, который зависит от скорости (ур.2, стр.32) и влияет на выбор потенциала взаимодействия с атомами мишени. При V\ V0Zim, где Ро=е2/#=2,19-108см/с скорость электрона на первой боровской орбите атома водорода, Z і-порядковый номер иона облучения применяется теория Бете-Блоха, и, в первом приближении, тормозная способность пропорциональна Vx 2. При скоростях V\ VQZ\ применяются две теории неупругого торможения: теория Фирсова и теория Линдхарда-Шарфа, которые дают прямую зависимость d/djc от V.
Поэтому для объяснения поведения кривых были рассчитаны скорости ионов перед входом в аморфный сплав, а также значение VQZI (Таблица 8). Из этой таблицы видно, что только скорости ионов Аг и Кг при входе в мишень выше порогового значения скорости для этих ионов 1,5-109 и 2,39-10 см/с, соответственно. Следовательно, начальное увеличение тормозной способности dE/dx при прохождении в аморфном сплаве, наблюдаемое на рисунке 27, объясняется зависимостью Fj 2.ион тратит на ионизацию атомов. Например, для ионов Аг с энергией 155 МэВ на глубине 13 мкм энергия ионов снизилась до 45 МэВ. Следовательно, при преодолении пути порядка 13 мкм он потерял 70% кинетической энергии. А, долетев до глубины -16 мкм, где, как показали расчеты (Рис. 28), начинаются упругие взаимодействия, ион аргона потеряет на неупругие взаимодействия -90% начальной энергии. Следовательно, при прохождении ионов в твердом теле, большую часть своей энергии ион тратит на возбуждение и ионизацию атомов мишени.
В результате ионизации атомов образуются разогретые электроны, которые, взаимодействуя с фононами, передают энергию колебательной системе атомов, вызывая разогрев аморфной матрицы вдоль трека. С использованием соотношения (15) и профиля решеточной температуры (Рис. 18) для максимального значения dE/dx неупругих взаимодействий, была оценена максимальная температура разогрева на оси трека и радиус
Мессбуэровская спектроскопия образцов, облученных ионами Аг, Кг, Хе и Ві с одинаковым потоком, но с разной энергией
Мессбауэровские спектры, снятые в геометрии на прохождение гамма -излучения дают информацию о структуре и ее изменениях во всем объеме образца. В случае облучения ионами, изучаемый объем охватывает области энергетический потерь иона на возбуждение и ионизацию электронной подсистемы атомов, а также на прямое выбивание атомов из равновесных позиций с образованием каскадов смещения (упругое взаимодействие). Кроме того, в поле зрения попадает слой образца, который не испытывает непосредственного влияния бомбардирующих ионов, находящийся на глубине больше длины пробега иона (см. рис.30). Известно, что типичный мессбауэровский спектр аморфного сплава на основе железа характеризуется секстетом с довольно широкими линиями (Г 1 мм/с) [79]. Такие широкие линии являются результатом наложения большого количества подспектров из-за множества вариантов ближайшего окружения атомов Fe в аморфном сплаве вследствие отсутствия дальнего порядка. Для мессбауэровских спектров лент аморфных сплавов, полученных методом спиннингования, характерна большая интенсивность 2-й и 5-й линий спектра по сравнению с 1-й и 6-й.
Такое соотношение линий говорит о предпочтительной ориентации магнитных моментов в плоскости ленты, обусловленной протяжкой сплава быстро вращающимся охлаждающим барабаном. Величина угла ориентации магнитного момента увеличивается по сравнению со значением для изотропного распределения (0=54,4). Кривая распределения эффективного сверхтонкого магнитного поля имеет вид широкого гало, хорошо описываемого распределением Гаусса. На Рис. 32 представлены мессбауэровские спектры аморфного сплава Fe77Ni2Sii4B7 в исходном состоянии и после облучения ионами. В правой части рисунка показаны распределения сверхтонких магнитных полей, рассчитанные из этих спектров. Из Рис. 32(слева) видно, что мессбауэровские спектры всех образцов имеют форму, типичную для аморфного состояния сплава. Математическая обработка спектров позволило оценить углы @ магнитной текстуры в этих спектрах. Для исходного сплава @=65,6±1,8. После облучения ионами высоких энергий вид мессбауэровских спектров в основном сохранился. Видно, однако, что изменились интенсивности 2-й и 5-й линий по отношению к 1-й и 6-й, т.е. изменилось направление магнитной текстуры. Вычисленные значения угла текстуры 0 для образцов, облученных ионами Аг (155 МэВ), Кг (253 МэВ), Хе (372 МэВ) и Bi (710 МэВ) - соответственно 65,0±1,7, 50,3±1,2, 47,0±1,1 и 41,0±0,9, т.е. уменьшаются с увеличением порядкового номера (массы) Z иона. Другими словами, с увеличением Z иона увеличивается поворот оси магнитной текстуры от направления преимущественно вдоль ленты в сторону нормали к ее плоскости, совпадающей с направлением движения пучка ионов [105, 106]. Кривые распределения эффективного магнитного поля, рассчитанные из спектров облученных образцов, имеют не менее гладкую форму по сравнению с распределением для исходного образца и описываются распределением Гаусса. Модельные аппроксимирующие кривые распределения показаны на рисунке пунктирной линией; их рассчитанные параметры, хс - центр распределения и w - ширина распределения, также представлены здесь же. Видно, что при переходе от исходного образца к облученным и с увеличением Z иона центр кривой распределения (хс) постепенно сдвигается в сторону больших полей (от 251 до 260 кЭ), а ширина распределения слегка сужается.
Таким образом, в результате облучения тяжелыми ионами в окружении ядер 57Fe увеличивается доля конфигураций, соответствующих большим значениям эффективного магнитного поля, и их вклад монотонно увеличивается с увеличением Z падающего облучения. а) -10 Следовательно, при исследовании аморфного сплава после облучения тяжелыми ионами высокой энергии методом мессбауэровской спектроскопии поглощения можно сделать следующие выводы: 1. После облучения тяжелыми ионами мессбауэровские спектры изменяются, сохраняя признаки спектров аморфных сплавов. 2. Изменяется тип магнитной текстуры сплава, её направление отклоняется в сторону, перпендикулярную плоскости образца, и отклонение увеличивается с увеличением Z иона (угол 0 уменьшается). 3. Распределение эффективного магнитного поля после облучения хуже описывается гауссовским распределением; с увеличением Z бомбардирующего иона распределение становится круче и его центр постепенно сдвигается в сторону больших полей. Полученные результаты о магнитной текстуре и структурном состоянии аморфного сплава относятся ко всему объему (толщина 20 мкм) и охватывает, область прохождения ионов, область их остановки и область, не испытывающую непосредственного воздействия ионов, а поскольку эффект облучения заметен, возникает необходимость разделить влияние облучения в каждой из этих зон на общую картину. Для этого применялась селективная по глубине от поверхности конверсионная мессбауэровская спектроскопия. На Рис. 33 представлены конверсионные спектры: в левой части рисунка с регистрацией конверсионных электронов (толщина анализируемого слоя 0,3 мкм), а в правой части с регистрацией резонансного рентгеновского излучения (толщина слоя -15 мкм). Т.к. эти конверсионные спектры дают информацию со слоя толщиной до 15 мкм, а т.к. области остановки ионов находятся на большей глубине, то дальнейшие обсуждения полученных результатов исследования будут относиться к области где преобладают неупругие взаимодействия.
Исследования образца после облучения нейтронами спектра деления в реакторе ИБР-2
В данном рассмотрении, для простоты, выберем сечение дефектообразования сг для быстрых нейтронов, исходя из литературных данных для реакторов с энергетическими спектрами нейтронов, близких к энергетическому спектру реактора ИБР-2. В Таблица 14 представлены данные по основным параметрам нейтронов, характеризующим проведенное облучение образцов аморфного металлического сплава Fe77Ni2Sij4B7 на реакторе ИБР-2 [111,112,78]. В таблице ad- сечение дефектообразования для быстрых нейтронов (л 0,1МэВ) из литературных данных [113, 114], т сарШґе- сечение захвата нейтрона в реакции: а-частицы испускаются по двум каналам, отвечающим основному состоянию 7 Ы3 при 6 = 2,78 МэВ с вероятностью распада 0,93 и из первого возбужденного состояния 71/3 при б = 2,3 МэВ с вероятностью распада 0,07 (см. [115], стр.390). Как видно, поток быстрых нейтронов с энергиями „ 0,1 МэВ, которые способны создавать точечные дефекты по Френкелю (вакансии и нейтрон междоузельные атомы) составляет Ф "1 =1,8х1017 2 . Доза повреждений при таком флюенсе от быстрых нейтронов составит: Оценим далее полное количество актов распада ядер бора l0B5 Na с образованием а - частиц с энергией Еха = 2,78 МэВ (0,93) и Ега = 2,3 МэВ (0,07), а затем вычислим вклад в дефектообразование D"OT полного числа таких а-частиц.
Полное число а-частиц можно вычислить, используя выражение: TRQNnJler число ядер 10Л5в мишени для аморфного сплава FenNi2Sii4B7. Толщина использованных в исследованиях образцов данного аморфного сплава составляла Н = 20 мкм = 2,0-10 3 см. Полное число атомов в единице объема при плотности сплава /?„„„„ =6,724 г/см составляет г r FeNiSiB 7 ArFeNiSiB=8,286-10 атом/см . Следовательно, можно получить, что полное число ядер 10В5, которого в природном химическом элементе боре содержится 19,8%, в образце с объемом составляет N„Jlei 2,297-1018 ядер. Используя выражение (23), можно получить, что полное число а-частиц с энергией Еа = 2,78 МэВ, у -5 образовавшихся в объеме FpeNiSiB = 2,0-10" см в результате ядерной реакции (20), составит: 8F упругие потери энергии Sflast(x) = -(—)eiasi(x); сечение дефектообразования дх 20 эВ; определены значения неупругих потерь энергии S"net(x) = -(—)inei(x) и дх величина проективного пробега а-частиц Rp в мишени. В Таблица 15 представлены параметры, характеризующие процессы при взаимодействии а - частиц с аморфным сплавом FewNifiiifiy. "входа" частицы в мишень, и в максимумах соответствующих величин. Видно, что дефектообразование в пике смещений при значении х « R 5,16 мкм примерно на два порядка величины превышает значение на "входе" в мишень, то есть при X 0 мкм. Кроме того, ширина распределения радиационных дефектов (дисперсия) в пике смещений составляет 2 Мр « 0,72 мкм. Следовательно, отношение т] = — «0,136. Используя полученные значения для числа вакансий, создаваемых одной а-частицей: #"=220, и полное число образовавшихся а-частиц: Na=1,86-1015 частиц (25), можно получить полное число созданных вакансий (точечных дефектов) за счет ядерной реакции (20) Nytotal = N" xNa и затем найти дозу повреждений от полного числа а - частиц с использованием простого выражения: Из сравнения значений D «(5,4-И0,8)х10"5 сна, и Dan =2,469-10"3 сна видно, что дефектообразование от a - частиц из ядерной реакции (20) более, чем на порядок величины превышает дефектообразование от быстрых нейтронов.
Тем не менее, необходимо отметить, что ядерные реакции (20,21) могут равновероятно происходить по всей толщине образца аморфного сплава Fe77Ni2Sij4B7 (#=2,0-10"3 см). При этом вылет а-частиц также равновероятно происходит в геометрии 4% в объеме облучаемого образца. На Рис. 37 приведена схематически структура поперечного сечения облучаемого слоя аморфного сплава Fe7?Ni2Sii4B7. При этом ясно, что из центральной части образца аморфного сплава с шириной АН = Н - 2 Rap « 9,44 мкм а - частицы не могут покинуть образец. В то же время а-частицы, образовавшиеся в прилегающих к центральному слою двух боковых слоях с ширинами Rp =5,28 шп с одной стороны и с другой стороны и имеющие направление движения в сторону поверхностей могут покинуть данный образец, уменьшая тем самым дефектообразование в этих двух слоях. Такое представление для центральной области с шириной АН = Н - 2 Rp возможно, если АН О, то есть при Я 2 Rp. Оценим долю а-частиц, которые покидают образец.
Справа от центральной области (Рис. 37) приведена схема вылета а-частицы с глубины, равной X, где угол а определяется из условия: Очевидно, что все а-частицы, вылетающие в сферическом конусе с углом при его вершине а покидают облучаемый образец, и так как коэффициент г}«\, можно считать, что такие а-частицы практически не будут вносит вклад в дефектообразование в образце. Тем не менее, ниже сделаем соответствующие оценки. Здесь и далее сферическим конусом будем называть, для простоты, геометрическую фигуру с боковой конической поверхностью и углом при вершине 2 а и основанием в виде части сферы с радиусом R = (Rp+ ARp) sin а. Отношение площадей поверхностей основания сферического конуса с углом а при его вершине к полной поверхности сферы радиуса Rp +ARp, как легко показать, имеет вид Подставляя в (28) значение cos а из (27) и проводя интегрирование по координате X, находим коэффициент, характеризующий долю а-частиц, вылетевших с каждой из сторон облучаемого образца:
