Содержание к диссертации
Введение
1. Литературный обзор 13
1.1. Радиационные дефекты в щелочно-галоидных кристаллах
1.2. Механизмы радиационного дефектообразования в щелочно-галоидных кристаллах
1.3. Моделирование процессов радиационного дефектообразования 20
1.4. Упругие напряжения в твердых телах и радиационные дефекты 35
1.5. Постановка задачи 39
2. Методы математического исследования нелинейных процессов радиационного дефектообразования 41
2.1.Концепция развития концентрационно-деформационно-тепловых неустойчивостей 42
2.1.1.Общая математическая модель развития концентрационно-деформационно-тепловых неустойчивостей для случая изотропного твердого тела 43
2.1.2.Модель развития деформационно-диффузионных неустой чивостей для случая упругоанизогропной пленки на субстрате 46
2.2. Малые возмущения и линейный анализ устойчивости 55
3. Моделирование, расчет и анализ упорядоченных структур радиационных дефектов 59
3.1. Противоположно заряженные области радиационных де фектов
3.1.1.Расчет расстояний между противоположно заряженны ми областями дефектов 59
3.1.2.Сравнение теоретических и экспериментальных резуль татов 68
3.2. Одномерные и двумерные структуры радиационных дефектов
3.2.1 .Одномерные упорядоченные структуры 75
3.2.2. Скопления одномерных и двумерные структуры дефектов 80
Заключение 86
- Механизмы радиационного дефектообразования в щелочно-галоидных кристаллах
- Малые возмущения и линейный анализ устойчивости
- Одномерные и двумерные структуры радиационных дефектов
- Скопления одномерных и двумерные структуры дефектов
Введение к работе
Актуальность темы:
В наше время щелочно-галоидные кристаллы активно применяются при создании приборов твердотельной электроники, оптики. Так кристаллы хлорида натрия и калия используются для изготовления линз, призм, плоскопараллельных пластин, входящих в состав лазерных систем. Фторид лития среди щелочно-галоидных кристаллов наиболее широко используется для получения активных лазерных сред на центрах окраски. Широкая область оптической прозрачности кристаллов данного класса и возможность получения в них центров окраски с широкими полосами люминесценции и -высоким квантовым выходом делают возможным использование этих сред в качестве пассивных лазерных затворов неодимовых лазеров и активных элементов перестраиваемых лазеров. При этом высокая устойчивость этих кристаллов к воздействию мощного лазерного излучения и возможность большого срока хранения при комнатной температуре еще более обостряет интерес к ним [1]. Формирование центров окраски в щелочно-галоидных кристаллах осуществляется с помощью облучения их частицами высоких энергий. Процессы, происходящие при взаимодействии ионизирующего излучения с данными кристаллами, изучены не полностью.
При взаимодействии внешних потоков энергии большой мощности с веществом твердого тела его состояние становится далеким от термодинамического равновесия, в частности, вследствие образования в нем большого числа точечных дефектов. В таких открытых системах могут возникать флуктуации плотности радиационных дефектов и других параметров системы, приводящие к формированию упорядоченных структур дефектов, что является главным атрибутом происходящих в системе процессов самоорганизации.
На сегодня остается открытым вопрос, каким образом располагаются радиационные точечные дефекты в щелочно-галоидных кристаллах, по-
5 скольку при их создании кристаллы данного типа находятся в условиях, когда могут происходить процессы самоорганизации и образовываться различные упорядоченные структуры радиационных дефектов. В свою очередь наличие таких структур будет влиять на оптические, механические свойства кристаллов. Поэтому теоретический расчет параметров, при которых наблюдается формирование упорядоченных структур в щелочно-галоидных кристаллах, является актуальным. При этом рассматриваемая модель этих процессов позволяет предсказать условия, при которых формируется определенная дефектная структура кристалла.
Цели и задачи работы;
Исследование механизмов самоорганизации радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах с целью создания математической модели.
Для достижения поставленной цели необходимо решение следующих задач:
Анализ процесса радиационного дефектообразования в щелочно-галоидных кристаллах, определение управляющих параметров самоорганизации и условий возникновения неустойчивых состояний при нелинейных процессах.
Расчет периодов упорядоченных структур радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах.
Математическое моделирование процесса радиационного дефектообразования в щелочно-галоидных кристаллах с точки зрения теории самоорганизации.
Методы исследования;
Математическое моделирование нелинейных процессов, линейный анализ устойчивости решений дифференциальных уравнений, описывающих нелинейные процессы, по отношению к их малым возмущениям.
Научная новизна;
Впервые рассчитан управляющий параметр самоорганизации (критическая концентрация) радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах.
Рассмотрены механизмы возникновения противоположно заряженных областей радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах с точки зрения развития концентрационно-деформационно-тепловых не-устойчивостей.
Предложен способ определения типов радиационных дефектов из картин декорирования щелочно-галоидных кристаллов по периоду упорядоченной структуры и длине взаимодействия дефекта с ионами кристалла.
Научные положения, выносимые на защиту:
В щелочно-галоидных кристаллах под действием потока моноэнергетических электронов при концентрациях радиационных дефектов 10,6-1017см"3 происходят процессы самоорганизации, проявляющиеся в упорядочении радиационных дефектов в виде одномерных и двумерных структур и чередующихся противоположно заряженных областей скоплений дефектов.
Образование противоположно заряженных областей скоплений радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах адекватно описывается математической моделью развития концентрационно-деформационно-тепловых неустойчивостей для изотропного твердого тела.
Процессы образования нанометровых упорядоченных структур радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах адекватно описываются математической моделью формирования нанометровых диффузионно-деформационных структур.
7 Практическая значимость:
Рассчитанные параметры упорядочения могут быть использованы при создании радиационно-модифицированных щелочно-галоидных кристаллов, работающих в лазерах на центрах окраски.
Исследованные механизмы возникновения упорядоченных структур радиационных дефектов и противоположно заряженных областей скоплений дефектов в щелочно-галоидных кристаллах позволяют прогнозировать свойства лазерных кристаллов.
Достоверность полученных результатов:
Работа выполнена с использованием математических методов синергетики для исследования образования неустойчивых состояний систем, приводящих к возникновению упорядоченных структур для случая диффузионных процессов. Полученные в работе результаты согласуются с экспериментальными данными.
Апробация работы:
Основные положения и результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на:
Региональной конференции студентов, аспирантов и молодых ученых по физике (Владивосток, 2005);
Международном симпозиуме «Принципы и процессы создания неорганических материалов» (Третьи Самсоновские чтения, Хабаровск, 2006);
VII региональной межвузовской научно-практической конференции «Молодежь XXI века: шаг в будущее» (Благовещенск, 2006);
Конференция «Дни науки АмГУ» (Благовещенск, 2006.);
Региональной конференции студентов, аспирантов и молодых ученых по физике (Владивосток, 2006);
8 6. VI региональной научной конференции «Физика: Фундаментальные и прикладные исследования, образование» (Благовещенск, 2006).
Публикации;
По теме диссертации опубликованы 7 статей, из них 1 из перечня ВАК, а также 2 тезисов конференций.
Механизмы радиационного дефектообразования в щелочно-галоидных кристаллах
Создание радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах ведется с помощью облучения их рентгеновским, электронным излучениями, а также УФ радиацией. Механизмы возникновения радиационных дефектов при облучении кристаллов ионизирующим излучением можно разделить на два класса [2, 7]: универсальный ударный механизм создания пар вакансий и междоузельных атомов и механизмы дефектообразования при распаде электронных возбуждений. Ударный механизм создания радиационных дефектов был предложен в 40-ых годах в теоретических работах Вигнера, Зейтца и других. Согласно этим работам в большинстве твердых тел точечные радиационные дефекты возникают в основном в результате упругих соударений падающих на кристалл (или возникающих в кристалле) электронов, протонов и других частиц с ядрами атомов или ионов кристалла [7,19]. Если энергия, переданная в результате упругого столкновения от движущейся частицы атому (иону), превышает некоторое значение, то атом, выбитый из узла решетки, оставляя вакансию, движется через кристалл. Наименьшее значение энергии, которую необходимо передать одному из атомов кристалла, чтобы он оказался в ближайшей междоузельной позиции, называют пороговой энергией. Если энергия, переданная атому быстрой частицей, меньше пороговой, то смещения атома не происходит, а возникают лишь упругие волны, энергия которых переходит в энергию теплового движения атомов. Опыт показывает, что пороговая энергия примерно в два-три раза больше энергии, необходимой для адиабатического перемещения атома из узла решетки в междоузлие. Так пороговая энергия приблизительно равна 25 эВ для большинства кристаллов, в которых энергия связи атомов составляет примерно 10 эВ. Каждый атом кристалла, получивший от быстрой частицы энергию большую пороговой, может сместиться в междоузлие, в результате чего одновременно возникают вакансия и междоузельный атом. При этом если значение энергии смещенных атомов, называемых атомами отдачи, значительно превышает пороговую энергию, то эти первичные атомы отдачи могут, в свою очередь, создавать вторичные атомы отдачи, вторичные — третичные и т. д. До тех пор, пока энергия смещенных атомов не приблизится к пороговому значению. Таким образом, возникает каскад атомных смещений.
Из рассмотренного механизма следует, что радиационные точечные дефекты всегда парные, то есть это дефекты Френкеля [2]. Ударные механизмы создания радиационных дефектов универсальны и осуществляются также в ионных кристаллах. При этом возникающие радиационные дефекты могут рождаться как в бездефектных областях кристалла, так и В областях, где имелись дорадиационные нарушения симметрии решетки. Причем наличие изначальных дефектов не является необходимым условием для радиационного создания дефектов [7]. Но при взаимодействии заряженных частиц с твердым телом основная доля их энергии тратится на возбуждение электронной структуры кристалла. Долгое время считалось, что возбужденная электронная подсистема не участвует в формировании радиационных дефектов. Исследования широкощелевых ионных систем, каковыми являются щелочно-галоидные кристаллы, и некоторых полупроводников показали, что в этих материалах радиационное дефектообразование связано не только с механизмом упругого смещения, но и с возбуждением электронной подсистемы кристалла [7]. Так при исследовании процессов формирования F-центров окраски первоначально полагали, что их образование происходит в результате захвата электронов существующими в кристалле дорадиационными вакансиями. Поиск одиночных анионных вакансий в необлученных щелочно-галоидных кристаллах оказался неудачным. Применение чувствительных люминесцентных методов показало, что при 300 К в необлученных щелочно-галоидных кристаллах содержание одиночных анионных вакансий не превышает 10 см . Однако после низкотемпературного облучения рентгеновской радиацией (Х-облучением) число анионных вакансий в щелочно-галоидных кристаллах можно легко повысить до 1017 см"3. Была высказана идея, что при 300 К анионные вакансии (va+) ассоциированы с катионными вакансиями (vK") и образуют дивакансии (va+ vK"). Поэтому уже в пятидесятые годы началось изучение процессов образования F-центров при взаимодействии электронов проводимости и экситонов с дивакансиями. Выигрыш энергии при захвате электрона на va+ превосходит энергию связи дефектов в дивакансии. Поэтому, в принципе, при захвате электрона дивакансией может возникнуть F-центр и одиночная катионная вакансия. Электронно-ионные процессы преобразования дорадиационных дефектов действительно усложняют многие физические явления в щелочно-галоидных кристаллах, однако не эти процес- сы лежат в основе их радиационного окрашивания. Эксперименты показали, что в выращенных из растворов при 260-300 К нитевидных щелочно-галоидных кристаллах с исчезающе малым содержанием дивакансий и дис- локаций, Х-облученние создает F-центры в концентрации до 3 10 см", что намного порядков превышает число дорадиационных анионных вакансий и анионно-катионных дивакансий.
Было обнаружено распухание щелочно-галоидных кристаллов при рентгеновском облучении, причем параллельное исследование радиационных изменений плотности кристалла и постоянной решетки показало, что в щелочно-галоидных кристаллах под действием Х-облучения происходит рождение френкелевских дефектов. Междоузельные атомы галоида в облученных щелочно-галоидных кристаллах были обнаружены методом электронного парамагнитного резонанса. Стало ясно, что создание рентгеновских электронных возбуждений не только преобразует уже существовавшие в кристалле дора-диационные дефекты, но и создает новые [7,20]. В 1959 году [7] с помощью разработанной методики измерения спектров создания F-центров монохроматической ультрафиолетовой радиацией было показано, что при 300 К и 80 К F-центры возникают при оптическом создании экситонов и рекомбинации электронов и дырок. Также было показано, что тип облучения не влияет на тип возникающих радиационных дефектов. Так кристаллы NaCl облучались в ядерном реакторе и Х-облучением, но в обоих случаях создавались те же самые радиационные дефекты, что и при облучении вакуумной ультрафиолетовой радиацией, генерирующей эксито-ны (е) и электронно-дырочные пары (е", е+). После обнаружения процессов создания и преобразования радиационных дефектов в диэлектриках и полупроводниках рентгеновской радиацией и электронами подпороговых энергий возникла необходимость выяснить возможные механизмы этого явления. Из спектров характеристических потерь энергии электронов в твердых телах следует, что при взаимодействии электронов с кристаллами возникают плазмоны, рентгеновские и оптические экситоны, разделенные электроны и дырки. Изучение спектров поглощения кристаллов в ультрамягкой рентгеновской области выявило структуру, связанную с возбуждением и ионизацией внутренних электронных оболочек ионов кристаллической решетки. Подпороговое образование дефектов в твердых телах естественно связывается с созданием и распадом рентгеновских электронных возбуждений (будем их обозначать х), плазмонов (р), оптических экситонов (е) или электронно-дырочных пар (е ", е ).
Малые возмущения и линейный анализ устойчивости
Системы, в которых происходят диффузионные процессы, относятся к динамическим системам, то есть к системам, в которых задание начальных условий полностью определяет ее поведение в последующие моменты времени [66]. Под устойчивостью динамической системы понимают ее реакцию на малые возмущения ее состояния. Если сколь угодно малые изменения состояния системы начинают нарастать со временем, то система является неустойчивой. Если малые возмущения затухают со временем, то система устойчива [66-68]. Для эволюции живой и неживой природы характерно, что развитие сложной системы всегда сопровождается потерей устойчивости некоторыми режимами ее функционирования и рождением новых, устойчивых. Формирование новых структур всегда сопровождается потерей устойчивости предшествующих. Линейный анализ устойчивости позволяет предсказать при каких значениях параметров состояния системы развивается ее неустойчивость [45, 68-74]. Динамическая система может задаваться как одним, так и системой дифференциальных уравнений, в зависимости от количества переменных состояния системы, при этом линейный анализ устойчивости будет несколько различен. В первом случае типичной моделью динамической системы может являться обыкновенное дифференциальное уравнение [68, 72] где x(t) - переменная состояния, F - функция состояния, характеризующая закон эволюции, // - параметр системы. Согласно определению динамической системы, если задано начальное состояние JC(/0)=X0, то существует единственное решение уравнения (2.52), которое предсказывает будущее состояние x(t) для любых t t0. Пусть имеется некоторое частное решение x(t) уравнения (2.52), исследуем его на устойчивость. Малое отклонение от частного решения задается переменной [67, 68] здесь x(t) - возмущенное решение. Задача состоит в исследовании эволюции во времени малого возмущения y(t), которое подчиняется уравнению (2.52). Для этого функция F раскладывается в степенной ряд в окрестности частного решения x(t): Слагаемые Ф[у) включает все члены с уп(п 2), то есть учитывает нелинейные добавки. По определению, переменная y(t) есть малое отклонение от частного решение, а значит нелинейными слагаемыми в уравнении (2.55) в первом приближении можно пренебречь. 57 Тогда для эволюции малого возмущения линейное уравнение имеет вид Так, например, пусть динамическая система задана уравнением исследуем ее стационарные состояния на устойчивость.
В стационарном состоянии изменений во времени нет, а это означает, что х = 0 и отсюда имеем Уравнение для возмущений (2.57) применительно к первому стационарному состоянию Xj будет иметь вид Решением уравнения (2.61) будет _у = ехр(Я/). Возмущение экспоненциально затухает во времени, так как коэффициент X есть отрицательное число, а значит состояние Xj устойчиво. Второе состояние х\ отличается от первого только знаком, поэтому решение уравнения (2.61) будет экспоненциально нарастающим во времени, а стационарное состояние х\ неустойчивым. В случае, когда динамическая система имеет п переменных состояния, она может задаваться системой уравнений вида [12-1 А] 58 Возмущенное решение данной системы при условии, что частным ее решением является xQ = (х01,х02,... ,XQ„), будет иметь вид [72-74] Тогда у запишется в виде Если искать решение уравнения (2.65) в виде то подстановка такого решения в (2.65) приведет нас к системе линейных уравнений для коэффициентов Уо = (уо1,Уо2 — Уо„) Условие разрешимости этой системы дает характеристическое уравнение представляющее собой уравнение п-й степени относительно показателя Л. Это уравнение имеет п корней, среди которых могут быть как действительные, так и комплексные. Если записать корни уравнения (2.68) в виде Ai = ReAi + iImAi (2.69) то все корни, расположенные в левой полуплоскости комплексной плоскости Я, где ReA 0, будут соответствовать устойчивым состояниям, так как возмущение yi; = х{-х01 Qxp(tReX) будет затухать со временем, а корни, расположенные в правой полуплоскости отвечают неустойчивым состояниям. Описанные в главе 2 модели формирования упорядоченных структур радиационных дефектов разрабатывались и апробировались в основном на материалах, состоящих из одного сорта атомов. Щелочно-галоидные кри- сталлы, как уже говорилось, представляют собой материалы, состоящие из ионов двух сортов - иона галоида и иона щелочного металла, и при взаимодействии с ионизирующими излучениями в них соответственно формируются френкелевские пары двух видов. Образование френкелевских пар в совокупности с диффузией дефектов ведет к появлению в кристаллах данного класса разнообразных различно заряженных центров окраски, образованных катионными и анионными междоузельными ионами, а также катионными и анионными вакансиями, что и отличает дефектообразование в щелочно-галоидных кристаллах от материалов, в отношении которых создавались эти модели.
Противоположно заряженные точечные дефекты вызывают упругие деформации кристаллической решетки, в результате чего в кристалле появляются поля упругих напряжений, связанные с дефектами. Взаимодействие заряженных дефектов через поля деформации, будет вызывать их диффузию и развитие деформационно-диффузионной неустойчивости, которая может привести к распределению дефектов таким образом, что, вследствие закона сохранения электронейтральности кристалла, будет наблюдаться чередование положительно и отрицательно заряженных областей скоплений дефектов, при этом дефекты вакансионного типа будут распределяться в областях сжатия, а дефекты междоузельного типа в областях расширения. То есть в щелочно-галоидном кристалле будут распространяться упругие волны, вы- зывающие распределение радиационных дефектов по противоположно заряженным областям, а также генерацию в областях одиночных устойчивых точечных дефектов мелких скоплений дефектов того же типа. Расстояния между одинаково заряженными областями однотипных радиационных дефектов будет равно периоду, соответствующей упругой волны. Для расчета расстояния между одинаково заряженными областями дефектов воспользуемся общей моделью развития концентрационо-деформационно-тепловых неустойчивостей для изотропного случая [56, 57]. И применим ее для ситуации, когда в кристалле под действием ионизирующего излучения помимо френкелевских пар формируется большое число ди-вакансий одного из двух возможных типов. Рассмотрим твердое тело, заполняющее полупространство z 0. Пусть на его поверхность (z=0) нормально падает поток моноэнергетических электронов, создающий в приповерхностном слое точечные дефекты с концентрацией иа(г,/), где a = v соответствует вакансиям. Температура тела поддерживается постоянной. Ослабление интенсивности потока электронов рассчитывается по формуле [80] где /- интенсивность потока электронов на поверхности, 10- интенсивность потока электронов на глубине z, ц - линейный коэффициент ослабления. При взаимодействии тела с ионизирующим излучением в нем генерируются точечные дефекты и связанные с ними поля упругих напряжений. Взаимодействие образующихся полей напряжений с дефектами роста ще-лочно-галоидных кристаллов, а также образующимися радиационными дефектами приводит к дополнительной генерации точечных дефектов. Если концентрация дефектов достаточно высока, то под действием поля деформации, образованного самими дефектами возникает их диффузия. Что может вызывать в областях одиночных устойчивых точечных дефектов генерацию мелких скоплений дефектов того же типа, например, дивакансий.
Одномерные и двумерные структуры радиационных дефектов
В 3.2 установлено, что на поверхности щелочно-галоидных кристаллов появляются одномерные упорядоченные структуры радиационных дефектов, с периодом пропорциональным 10"9м, расположенные друг от друга на расстояниях пропорциональных 10 7м. В исследованиях [55, 62], проведенных для случая взаимодействия кристаллов с лазерным излучением, была разработана модель образования нанометровых упорядоченных дефектно-деформационных структур, суть которой состоит в том, что при больших концентрациях точечных дефектов, индуцированных внешним излучением и взаимодействующих друг с другом через поле деформации, в кристалле происходит фазовый переход с образованием иерархии трехмерных нанометровых упорядоченных (кластерных и периодических) деформационно-диффузионных структур. Трехмерные структуры в кубических кристаллах образуются суперпозицией независимых одномерных структур. Если предположить что, в щелоч-но-галоидных кристаллах на определенных участках поверхности образуются только независимые одномерные структуры, то, используя эту математическую модель для одномерного случая, можно рассчитать периоды образуемых упорядоченных одномерных структур в щелочно-галоидных кристаллах. В одномерном случае данной модели рассматривается образование одномерной нанометровой упорядоченной структуры, когда тензор деформации среды utj имеет единственную х-компоненту [55]: где их - компонента вектора смещения среды, а ось х направлена вдоль одной из осей типа [100] кубического кристалла. Уравнение для деформации имеет вид [55, 62] где /0 - характеристическая длина взаимодействия атомов (ионов) кристалла друг с другом; а 0, Ь 0 - константы упругого ангармонизма; р - плотность среды. Уравнение для концентрации дефектов типа а имеет вид [55,62] где та - время жизни дефекта типа a, Qa - скорость генерации дефектов типа а внешним излучением. Второй член в уравнении (3.34) учитывает нелокальность силы, действующей на дефект в поле деформации, 1а- характеристическая длина взаимодействия дефекта с атомами (ионами) кристалла, 1а /0 [55, 62]. В систему уравнений (3.33)-(3.34) вводятся пространственно усредненные величины где L - размер кристалла, но в применении к нашему случаю это размер области кристалла, где скопились одинаково заряженные однотипные дефекты.
Деформация и концентрация дефектов представляется в виде сумм соответственно пространственно-однородных и малых возмущений деформации и концентрации дефектов [55,62,63] Пространственно-однородная деформация и концентрация дефектов связаны соотношением Пространственно-однородные стационарное решение системы уравнений (3.33)-(3.34) имеет При превышении критической концентрации дефектов па0 = па возникает новое пространственно-однородное стационарное состояние. В стационарном случае —— = 0, —- = 0, т = 0. Интегрируя стационарное уравнение (3.34), при условии па1 «па0, авторы [55, 62] получают уравнение для пространственно-неоднородной концентрации дефектов Путем подстановки (3.39) в (3.33) получается замкнутое уравнение для самосогласованной пространственно-неоднородной деформации среды. При условии локализованности (&(х)-»0 при JC-»±OO) или трансляционной инвариантности (l(x) = i(x + d), где d- период трансляции) его решений это уравнение приводится к виду, аналогичному уравнению Ландау-Гинзбурга для параметра порядка фазовых переходов В области, где контрольный параметр є (і0/Іа) (а 0, w 0) самосогласованная деформация j = 0, то есть самоорганизация дефектов не происходит [55, 62]. При є 1 (а 0,w 0) из (3.40) получают уравнение для самосогласованной деформации В области 1решение (3.44) описывает сильно ангармоническую периодическую деформационную структуру. В соответствии с (3.39) согласованно с ней образуется периодическая структура дефектов. Период образующейся одномерной деформационно-диффузионнной структуры равен [55, 62] Из (3.45) видно, что характерные размеры образующейся упорядоченной структуры лежат в нанометровом диапазоне, так как параметр 1а пропорционален 10"9 м. В таблице 3.4 представлены экспериментальные значения периодов, образующихся одиночных одномерных упорядоченных структур радиационных точечных дефектов, отстоящих друг от друга на расстоянии порядка 10" м, а также полученные из формулы (3.45) значения параметра 1а //0 для некоторых щелочно-галоидных кристаллов.
Данные, приведенные в таблице 3.4, рассчитаны по картинам электронно-микроскопического декорирования щелочно-галоидных кристаллов представленных в работах [7,97,98]. С помощью данных, приведенных в таблице 3.4 и формулы для расчета периода одномерной нанометровои упорядоченной структуры радиационных дефектов (3.45) было установлено, что достижение согласования между экспериментом и предсказаниями деформационно-диффузионной теории осуществляется, если среднее значение характерного масштабного параметра 1а //0 равно 2,28. Характерный масштабный параметр усреднялся по значениям, полученным для хлоридов натрия, калия и фторида лития. При анализе картин декорирования кристаллов хлорида натрия нами было обнаружено, что периоды одиночных одномерных упорядоченных структур дефектов роста и периоды одномерных структур радиационных дефектов несколько различаются, но порядок их величины остается неизменным. Такое различие объяснимо, если предположить, что структуры образованы разными типами дефектов. В исследованиях по анализу картин декорирования [7, 18, 97, 96, 100] упоминается, что выяснение, на каких именно по типу точечных дефектах кристаллизуется напыляемое вещество весьма затруднительно. Так как период упорядоченной структуры зависит от длины взаимодействия дефектов с ионами кристалла и для разнотипных дефектов она разная, то соответственно и периоды образующихся структур будут различны. Зная значения характеристической длины взаимодействия дефектов с ионами кристалла и период упорядоченной структуры, можно узнать какому типу раиационных дефектов она соответствует. 3.2.2.Скопления одномерных и двумерные структуры дефектов В исследованиях по декорированию золотом щелочно-галоидных кристаллов NaCl, КС1, проводимых [100], при анализе картин декорирования, полученных с поверхностей сколов кристаллов, наблюдались участки с большим количеством ступеней сколов (рис.3.3) и гладкие участки поверхности (рис.3.4). С помощью применения метода малоугловой дифракции электронов по Бассету-Келлеру [101] при анализе картин декорирования было установлено, что часть дефектов в кристаллах находится в упорядоченном состоянии в виде решеток с периодами порядка десятков и сотен ангстрем [100]. Другая часть дефектов находилась вне решетки на некоторых средних расстояниях друг от друга.
Скопления одномерных и двумерные структуры дефектов
В исследованиях по декорированию золотом щелочно-галоидных кристаллов NaCl, КС1, проводимых [100], при анализе картин декорирования, полученных с поверхностей сколов кристаллов, наблюдались участки с большим количеством ступеней сколов (рис.3.3) и гладкие участки поверхности (рис.3.4). С помощью применения метода малоугловой дифракции электронов по Бассету-Келлеру [101] при анализе картин декорирования было установлено, что часть дефектов в кристаллах находится в упорядоченном состоянии в виде решеток с периодами порядка десятков и сотен ангстрем [100]. Другая часть дефектов находилась вне решетки на некоторых средних расстояниях друг от друга. Осаждение частиц золота на поверхности сколов происходило со скоростью 10 10 м/с, средняя толщина слоев золота составляла 2-Ю"9 м. Температура кристаллов во время декорирования была 573 К [100]. На рисунке 3.3 показана картина декорирования и соответствующая малоугловая дифракция электронов от участка поверхности скола КС1 с большим числом ступеней скола. На картине малоугловой дифракции электронов видно два резких дифракционных максимума, наличие которых отражает периодичность в расположении декорирующих частиц золота и связанных с ними точечных дефектов вдоль направления 100 поверхности кристалла со средним значением периода 12-10"9м. Этот период совпадает со средним расстоянием между ступенями скола [100]. На рисунке 3.4 показан участок гладкой поверхности того же кристалла КС1. На картине малоугловой дифракции электронов, представленной на этом рисунке наблюдается наличие уже четырех дифракционных максимумов, что свидетельствует о существовании периодичности частиц золота и соответствующих им дефектов не в одном, а в двух кристаллографических направлениях - 100 и 010 . Периодичность дефектов на рисунке 3.4 в обоих направлениях составляет величину равную в среднем 12-10"9 м [100]. Согласно [100] соответствие периодов решетки дефектов, выявляемых на гладких участках поверхности скола, периоду в расположении ступеней скола на другом участке поверхности дает основание рассматривать возникновение ступеней скола как следствие, в первую очередь, существования в кристаллах решетки дефектов. Возникновение ступеней скола связано с тем, что в локальном участке объема кристаллов имело место периодическое расположение радиационных дефектов преимущественно в одном кристаллографическом направлении. При этом решетка дефектов является искаженной.
Доказательством этого является размытие дифракционных максимумов на рисунке 3.3, отражающих расположение декорирующих частиц и соответственно радиационных дефектов вдоль ступеней скола, и большая четкость ди- фракционных максимумов, отражающих периодичность между ступенями скола. На рисунке 3.4 дифракционные максимумы также размыты, правда, в меньшей степени, чем на рисунке 3.3, что отражает некоторую искажен-ность периодического расположения радиационных дефектов в двух взаимно перпендикулярных кристаллографических направлениях на гладких участках скола [100]. Картины аналогичные рисункам 3.3 и 3.4 были получены при изучении поверхностей скола других щелочно-галоидных кристаллов [100]. Наличие в кристаллах локальных областей с периодическим расположением радиационных дефектов преимущественно в одном направлении является причиной возникновения ступеней на данных участках поверхности скола. В других областях поверхности скола, где существовала двумерная периодичность в расположении дефектов, образование ступеней скола не происходит [100]. Наблюдаются случаи, когда на картинах декорирования выявляются две системы ступеней, расположенных под углом 90 друг к другу, т. е. соответственно ориентированные по кристаллографическим направлениям 100 и 010 щелочно-галоидных кристаллов. Эти системы ступеней разделены разными по размерам гладкими участками поверхности скола [100]. Возникновение различно ориентированных систем ступеней скола в облученных ионизирующим излучением щелочно-галоидных кристаллах объясняется тем, что в локальных областях объема кристаллов, где произошло хрупкое разрушение, имеются микроучастки с периодическим расположением радиационных дефектов либо в одном, либо в другом перпендикулярном первому кристаллографическом направлении.
В таких разных по направлениям периодического расположения дефектов микроучастках поверхности скола возникают ступени, перпендикулярные друг другу. Наличие таких упорядоченных структур дефектов в определенных локальных областях щелочно-галоидных кристаллов является следствием воз- никновения на этих участках деформационно-диффузионной неустойчивости и к образованию таких структур. Разнонаправленность образующихся дефектных структур объясняется развитием деформационно-диффузионной неустойчивости вдоль различных направлений кристалла. Образование двумерных решеток дефектов в щелочно-галоидных кристаллах математически можно описать с помощью модели образования мелкомасштабных (наномет-ровых) упорядоченных структур, описанных в параграфе 3.3. Но с учетом того, что в результате развития диффузионно-деформационной неустойчивости происходит образование одномерных нанометровых структур в двух взаимно перпендикулярных, независимых эквивалентных направлениях. Двумерная структура образуется суперпозицией этих независимых одномерных структур. Период такой структуры будет описываться формулой (3.45). Таким образом, на основе всего вышеизложенного можно сделать следующие выводы: 1. Процессы радиационного дефектообразования в щелочно-галоидных кристаллах при определенных критических параметрах, характеризующих состояние системы, являются самоорганизующимися. Поскольку в результате самосогласованного поведения радиационных точечных дефектов, обусловленного их взаимодействием через поля упругих деформаций, образуются различные диссипативные структуры, а именно противоположные заряженные области радиационных дефектов и одномерные и двумерные нанометровые упорядоченные структуры. 2. Определив теоретически параметры (концентрации радиационных дефектов), характеризующие появление упорядоченных структур, можно при облучении образцов щелочно-галоидных кристаллов создавать условия, при которых будет возможно получать необходимые значения характеристических параметров.
