Введение к работе
Актуальность темы. Действие высоюонергетичесхих потоков гопучении на твердые тела интенсивно изучают в свяои с потребио-:тями ядерной энергетики, уморительной техники, проблемами упра-іляемого термоядерного синтеза, применением получений в техноло-ических процессах упрочнения и обработки материалов, для нераору-цаюшего хонтроля изделий. С появлением в 60-х годах мощных источ- *'-' [ихов иониоирующих иолучении (импульсных лазеров, сильноточных скорнтелей электронов) появилась возможность исследовать свойства * іатериалов в охстремальных условиях. Работы в этом направлении приели х созданию нового направления в радиационной физике твердого ела - фиоиха мощных радиационных воздействий. Наибольшее число абот посвящено взаимодействию сильноточных элегтронных пучхов СЭП) с веществом. Быстро расширяется хруг проблем, решаемых с рименением СЭП: нахачха мощных газовых лазеров; генерация мощ-ых потохов электромагнитного излучения рентгеновсхого и СВЧ-иапаоонов; холлехтивное усхорение тяжелых заряженных частиц; гене-ирование сильноточных ионных пучхов; осуществление реакции упра-иемого термоядерного синтеза.
Необходимость продолжения фундаментальных и прихладных ис-іедований дихтуется перспехтивой технологического применения силь-зточных пучхов. Они используются в технологии обработхи и радиа-яонного отжига полупроводниковых материалов, для измельчения гор-ых пород, оакалхи и модификации свойств металлов п сплавов, усхо-гнного спех алия порошков, ускорения полимеризации, стерилизации едицинских инструментов. Разработка эффективной технологии трепет всестороннего исследования процессов в твердых телах при ради-паонном воздействии. Так дальнейшее увеличение мощности и долго-ічности сильноточных ускорителей в значительной степени определятся способностью конструкционных материалов выдерживать воздей-вие излучения. Для решения этой проблемы необходимо исследование :новных факторов воздействия мощного электронного облучения на ітериальї с целью создания радиационностойких конструкционных и юляционных материалов.
Исследования свойств материалов в экстремальных условиях при-ли к дальнейшему развитию представлений об известных эффектах открытию новых. Один ио основных - хрупкое разрушение твердого ла под действием СЭП. При этом все классы твердых тел раоруша-
ются уже при дооах 104 - 103Гр. Для объяснения этого явления предложено несколько механиомов, однако количественные оценки сделаны только для термоупругого механизма. Большинство исследователей сходится на том, что быстрый нагрев получением приводит к тепловому расширению образца и возникновению волн механических напряжений. Максимальные значения импульсных напряжений достигают десятков гигапаскалей, они характеризуются малой длительностью (десятки, сотни наносекунд), высокой скоростью нарастания. Интерференция волн напряжений приводит к вооникновению в локальных объемах материала растягивающих усилий, приводящих к разрушению. Исследование реакции твердых тел на импульсное деформирование актуально прежде всего с точки зрения развития общей теории поведения материалов в широком диапазоне изменения параметров нагруженил, конструирования новых материалов, предотвращения разрушения либо его целенаправленное использование. Исследование разрушающего воздействия СЭП на твердые материалы чрезвычайно трудоемкая задача, которая далека от окончательного решения. Такое положение объясняется сложностью описания взаимодействия и проникновения СЭП в вещество, недостаточной изученностью процессов релаксации энергии излучения, необходимостью использования сложного комплекса современных методов экспериментальных исследований.
Цель и задачи работы. Целью работы является исследование закономерностей . и механиомов радиационно-акустического разрушения твердых диэлектриков под действием сильноточных электронных пучков нанреекундной длительности. В процессе выполнения работы были намечены и решены следующие основные задачи:
анализ основных явлений, сопровождающих взаимодействие СЭП с диэлектриками;
выбор и разработка экспериментальных методик исследований процесса разрушения;
экспериментальные исследования закономерностей разрушения диэлектриков в условиях мощного радиационного воздействия;
исследование механиомов радиационно-акустического разрушения.
Объекты и методы исследования. Экспериментальные исследования выполнены на модельных в радиационной физике щелочногалои-дных кристаллах (ЩГК): NaCl, КС1, КВт; органических диэлектри-
ках: полиметилметакршіат (ПММА) марки ТОСП, политетрафторэтилен (ПТФЭ) марки Ф-4ПН, полиэтилен (БЭ) ниокой плотности марки 19003-002, поликарбонат (ПК) марки ПК-2, эпоксидная смола ЭД-20; силикатном стекле.
Облучение обраоцов осуществлялось электронным пучком сильноточного ускорителя ГИН-600. Параметры электронного пучка регулируются в интервалах: 1 - 25 не; 0,3 - 0,5 МоВ; 1-5000 А; 1-2000 А/см2.
Методы исследования включают измерения амплитудно-временных ! параметров импульсов напряжений, возбуждаемых в диэлектриках при "' электронном облучении, высокоскоростную киносъемку процесса рао- -рушения, акустическое зондирование электрического поля в диэлектриках, оптическую и электронную микроскопию поверхности разрушения.
Научная новнвна. Обобщенные в диссертации представления о процессах и механизмах разрушающего воздействия СЭП на твердые диэлектрики развивают новое направление в физике твердого тела -физика мощных радиационных воздействий.
Впервые исследованы механизмы генерации динамических напряжений в твердых диэлектриках (на примере ЩГК, полимеров, стекол) под действием СЭП. Покаоано, что в диэлектриках с высокой радиационной проводимостью (NaCl, КС1) генерация динамических напряжении определяется термоупругим механизмом. В полимерах (ПММА) и стеклах (силикатное стекло) генерация динамических напряжений определяется как термоупругим, так и пондеромоторным механизмами.
Экспериментально изучены скорость распространения и характеристики затухания акустических импульсов, генерируемых СЭП в диэлектриках. В ионных кристаллах изменения скорости звука и параметры затухания обусловлены дислокационным тренинием. Описание генерации и распространения акустических импульсов в полимерах требует учета их вяокоупругих свойств, которые экспериментально определяются в настоящей работе.
Исследовано влияние раличных типов волн напряжений на характеристики разрушения ионных кристаллов. Покаоано, что раорушение тонких обраоцов обусловлено антисимметричными волнами Лэмба. В геометрии облучения, обеспечивающей генерацию плоской волны, вблизи тыльной (необлучаемой) поверхности кристалла возникает область всестороннего растяжения, в которой обнаружено обраоование хрупких дисковых трещин и периодических структур, состоящих ив пор; измере-
ны параметры обраоующихся структур в (зависимости от уровня внешнего воодействия (плотности потока электронов).
Экспериментально исследована динамика процесса разрушения ионных кристаллов под действием СЭП, обнаружена задержка начала разрушения относительно импульса облучения, величина которой оависит от размеров образца и плотности потока электронов.
На основе комплексных экспериментальных исследований предложена качественная модель радиационно-акустического разрушения диэлектрика, который характеризуется следующими параметрами: радиационная проводимость, коэффициент генерации избыточного давления. Данная модель пооволяет с единых позиций рассматривать разрушение кристаллических и аморфных диэлектриков в полях мощных радиационных воздействий.
Научно - практическая ценность. Результаты работы расширяют современные представления физики радиационных явлений и могут быть использованы для решения научно-технических задач, связанных с прогнозированием поведения диэлектрических материалов при мощном радиационном воздействии.
На основе проведенных исследований предложены радиационно-акустические методы измерения параметров потоков излучений и физических свойств материалов:
метод определения профиля поглощенной дозы (а.с.830888);
метод определения параметра Грюнайоена твердых тел (а.с.1152362);
- метод определения адгезионной прочности покрытий (а.с.1809371);
- способ зондирования объемных зарядов и олектрических потенциалов (а.с.1263042) и определения объемной плотности энергии, выделяющейся в канале электрического пробоя (а.с.1492321).
Данные о механизмах радиационно-акустического разрушения могут быть использованы-при создании материалов с повышенной радиационной стойкостью (например, на основе композитов, состоящих ио сильно поглощающих включений и демпфирующей основы) и конструировании оащиты (например, ио многослойных экранов) от интенсивных потоков проникающих излучений.
Защищаемые положения.
1. В ионных кристаллах, облучаемых СЭП, генерация динамических напряжений определяется термоупругим, а в полимерах и стеклах
- ках термоупругим, так и пондеромоторным механизмами.
-
Раорушение диэлектриков, толщина которых сравнима с длиной волны генерируемых напряжений, и имеющих высокую радиационную проводимость, обусловлено антисимметричными волнами Лэмба. В плоских волнах напряжений раорушение локализуется в объеме в виде дисковых трещин и периодических структур, состоящих из пор. Характеристики раорушения (пороговая плотность потока электронов, пространственно-временные параметры области раорушения) диэлектрика под действием СЗП определяются в основном радиационной проводимостью, коэффициентом генерации иобыточного давления и геометрией облучения.
-
Основными факторами разрушающего воздействия СЭП на диэлектрики являются динамические напряжения и внутренние электрические поля.
Личный вклад автора состоит в постановке задачи и выборе основных направлений исследований, разработке методик и проведении совместно с коллегами и учениками экспериментальных исследований, проведении анализа и обобщении полученных результатов.
Апробация работы. Основные результаты работы докладывались на Международной конференции по люминесценции (Ленинград, 1972), Международном симпозиуме "Прочность материалов и элементов конструкций при звуковых и ультразвуковых частотах нагружения" [Киев, 1984), Всесоюзных совещаниях по радиационной физике и химии тонных кристаллов (Рига, 1975, 1978, 1989), Всесоюзном совещании по їооиметрии интенсивных потоков ионизирующих излучений (Обнинск, 1979), Всесоюзной конференции по методике и технике ультразвуковой :пектроскопии (Каунас, 1980), Всесоюзной конференции по применению электронных технологий в народном хозяйстве (Тбилиси, 1981), Всесоюзных симпозиумах по сильноточной электронике (Томск, 1975, 1978 и 1988; Новосибирск, 1986; Свердловск, 1990), Всесоюзных сове-цаниях по воздействию ионизирующего излучения и света на гете-югенные системы (Кемерово, 1982, 1986), VI Всесоюзной конферен-щипо физике диэлектриков (Томск, 1988), IV Всесоюзном симпозиуме го импульсным давлениям (Москва, 1983), VI Всесоюзной конференции Физика раорушения" (Киев, 1989), I Региональном семинаре "Фи-іика импульсных радиационных воздействий" (Томск, 1989), III Всесоюзном симпозиуме по механике раорушения (Житомир, 1990), I Всесоюзном совещании "Диэлектрики в экстремальных условиях" (Суздаль,
1990), V Всесоюзном совещании "Воздействие мощных потоков энергии на вещество" (Медео, 1991), XY Всесоюзной конференции по акустоэ-лектронике и физической акустике твердого тела (Ленинград, 1991), III конференции по радиационной физике и химии неорганических материалов (Томск, 1993).
Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения. Изложена на 294 страницах машинописного текста, иллюстрирована 121 рисунком и 14 таблицами. Список цитируемой литературы содержит 250 наименований.
Во введении излагается суть проблемы, краткий обзор ее современного состояния, рассмотрена актуальность темы, цель и задачи работы, сформулированы защищаемые положения.
Первая глава посвящена физическим процессам при взаимодействии СЭП с веществом отдельно в электронной и ионной подсистемах. Взаимодействие ускоренных олектронов с веществом приводит к каскаду процессов преобразования энергии, включающих возбуждение и релаксацию олехтронной подсистемы, электрон-фононную релаксацию, фонон-фононную релаксацию. При торможении электронного пучка в твердом теле энергия теряется в процессах упругого и неупругого взаимодействия. Часть энергии уносится отраженными и оммитиро-ванными с поверхности вещества электронами, фотонами, а оставшаяся часть переходит в тепло. Возникающее при этом неоднородное температурное поле приводит к появлению объемной кваоиупругой силы, являющейся причиной возбуждения упругих волн.
В результате поглощения электронного пучка в диэлектриках накапливается объемный заряд, который соодают термалиоованные электроны, захваченные на ловушках в запрещенной зоне. Анализ кинетики накопления заряда проводился по феноменологической модели заряжения основанной на уравнении для плотности полного тока в цепи диэлектрика
J(t) = Jb{x,t) + J,(x,t) + е0едЕ^\ (1)
где є - диэлектрическая проницаемость; Ее - напряженность электрического поля; Jb(x,t) - плотность тока пучка олектронов; Ji(xtt) — i(x,/) Ee(xtt)- плотность тока проводимости; 7(2:,і)-проводимость. Центральный вопрос феноменологических моделей связан с определением радиационной проводимости y{x,t). В диэлектриках с широкой запрещенной зоной электронная проводимость отсутствует. Во время облучения возникает неравновесная проводимость за счет генерирования
носителей заряда. В цикле работ Д.И.Вайсбурда с сотрудниками по-каоано, что при импульсном облучении ионных кристаллов плотными электронными пучками (выше ЮМ/см2) преобладает высокоэнергетическая проводимость, носителями которой являются электроны с энергией от 1,5-2,0 Eg до энергии оптического фонона. Различные диэлектрики (ионные кристаллы, стекла, полимеры) отличаются по высокоэнергетической проводимости не более, чем в 102 рао. В расчетах напряженности электрического поля, накопления объемного заряда использовались данные по проводимости, полученные в работах Д.И.Вайсбурда, Э.Г.Таванова, А.П.Тютнева.
При экспериментальном исследовании релаксации объемного оаряда в исследуемых диэлектриках, начиная с некоторых пороговых плотностей потока электронов, были обнаружены броски стекающего оаряда. Окапалось, что отмеченные флуктуации стекающего оаряда обусловлены мощной пороговой эмиссией электронов с поверхности диэлектрика. Явление пороговой электронной эмиссии при облучении диэлектриков электронными пучками низкой плотности впервые наблюдали Дау, Набло и Ватсон. Она возникает, когда поле объемного оаряда достигает пороговой величины около 1Q5 В/см, и заканчивается сбросом оаряда до полной нейтралиоации образца.- Электронная эмиссия при облучении диэлектриков СЭП под действием внутреннего электрического поля переходит в вакуумный раоряд между поверхностью диэлектрика и анодом /3,6/. Это явление наблюдалось для различных классов диэлектриков (табл.1), как только плотность пучка, поглощенного оа импульс, превосходит характерный для каждого материала порог.
Т а б л и.ц а 1
Пороги мощной электронной эмиссии
Прямыми экспериментами показано, что эмиссия начинается с поверхности диэлектрика. Она обусловлена электрическим полем, которое возникает в диэлектрике при электронном облучении. Величина электрического поля на пороге эмиссии достигает ~ 10е В/см. В ионных кристаллах эмиссия является основным каналом разрядки облучаемого образца. В полимерах, облучаемых СЭП, внутреннее электрическое
поле достигает пробивных «значений, поэтому раорядка может осуществляться в результате емиссиии и электрического пробоя.
Взаимодействие СЭП с диэлектриками приводит не только к возникновению сильных внутренних электрических полей, но и возбуждению раличных мод акустических колебаний. Теоретические исследования механизмов генерации звука заряженными частицами были начаты в конце 50-х годов (Г.А.Аскарьян, М.Й.Каганов, И.М.Лифшиц, Л.В.Танатаров). В 1963г. Р.Вайт экспериментально обнаружил упругие волны, возникающие в твердых телах (серебро, медь, сталь и др.) при облучении их нивкоэнергетическими электронами. Возбуждение упругих волн объяснялось термическим расширением материала. Исследования параметров импульсов механических напряжений, возбуждаемых электронным пучком с энергией 2 МэВ в дисках ио кварца, сапфира, кремния и алюминиевого сплава, выполнены Грэхемом и Хат-чисоном. Амплитуды и длительности импульсов напряжений находятся в согласии с термоупругой моделью. В конце 60-х начале 70-х годов для возбуждения импульсов механических напряжений большой амплитуды стали применяться СЭП. Имеющиеся экспериментальные данные свидетельствуют о том, что акустическое излучение металлов и полупроводников при умеренных плотностях вводимой энергии осуществляется в основном термоупругим механизмом генерации звука, а всевозможные другие механизмы дают лишь небольшие поправки к звуковому полю, обусловленному термоупругим механизмом. Тепловое расширение среды с постоянными термодинамическими характеристиками зависит в этом случае только от суммарной поглощенной энергии ДЕ и равно
где а - коэффициент теплового расширения; р - плотность; с - теплоемкость. Возникающие при этом термоупругие напряжения определяются тепловым расширением области взаимодействия электронного пучка с веществом.
Вторая глава посвящена исследованию механизмов генерации динамических напряжений в твердых диэлектриках при импульсном облучении плотными электронными пучками сильноточных ускорителей электронов /13,15,23,24,28,30,31/. Экспериментальные исследования выполнены на установке, созданной на базе ускорителя электронов ГИН-600. Регистрация амплитудно-временных параметров АИ, возбуждаемых в твердом теле импульсом электронного облучения, осуществля-
лась контактным (на основе пьезоэлектрических датчиков давления) и бесконтактным (на основе лазерного интерферометра) методами. Параметры методов регистрации: чувствительность по давлению 107 Па/В, временное разрешение 7 10~9с, чувствительность по смещению 20 нм, относительная погрешность измерения напряжений 20%. Для выяснения механизма генерации динамических напряжений при электронном облучении потребовалось тщательное экспериментальное исследование амплитудно-временных параметров АИ. Анализ эффективности возможных механизмов генерации (термоупругпй, динамический, черепковский, радиационно-химический, пондеромоторный) показал, что все они за исключением динамического и черепковского могут вносить свой вклад в генерацию динамических напряжений в диэлектриках. Вследствие универсальности термоупругого механизма для всех классов твердых тел необходимо было прежде всего выяснить его вклад в генерацию напряжений в диэлектриках под действием СЭП. С отой целью исследовалась зависимость амплитуды АИ от плотности потока электронов. Для термоупругого механизма в приближении мгновенного ввода энергии в поглотитель связь между объемной плотностью поглощенной энергии Ev и возникающим напряжением a(x,t) линейна:
a(ztt) = -^Ev(x-ctt)t (3)
где Гг - параметр Грюнайзена; х - координата; t - время; С/ - скорость звука. В условиях проводимого эксперимента выполняется приближение мгновенного ввода, поэтому в случае термоупругого механизма зависимость амплитуды АИ от плотности внесенной энергии должна быть линейной. Экспериментально полученные зависимости для ЩГК, ПЭ, ПТФЭ, ПК и ЭД-20 линейны (рис.1), что указывает на термоупругую
природу генерируемых напряжений. Тем не менее для полимеров необходимо было выяснить - соответствует ли коэффициент генерации параметру Грюнайоена. С этой целью сравнивалась температурная оависимость коэффициента генерации с известными данными по температурной оависимости параметра Грюнайоена (рис.2). Экспериментальные исследования выполнены в интервале температур 160-300 К с помощью лазерного интерферометра. Необходимые для определения параметра Грюнайоена Гг = Uopcj/E,, смещения и0,
'Ф,«"см'г Рис.1. Зависимость максимальной амплитуды импульсов напряжений от плотности потока электронов Ф : 1 - КС1; 2 - ПЭ; 3 -- ЗД-20; 4 - ПК; 5 -ПТФЭ.
поверхностная плотность энергии Е,у температурная оависимость скорости звука с((Т) и коэффициента оатухания Р(Т), определялись экспериментально. Ио этих данных следует, что коэффициент генерации Г как и параметр Грюнайоена Г^ увеличивается с понижением температуры, а оначение Г при комнатной температуре в пределах ошибки измерений совпадает с термодинамическим параметром Грюнайоена (табл.2).
Таблица 2 Параметр Грюнайоена Гр и коэффициент генерации Г
Результаты проведенных исследований, включающие оависимость амплитуды динамических напряжений от плотности потока олектронов и их длительности от волнового сопротивления материала, температурную оависимость параметра генерации, пооволяют сделать вывод о термоупругой природе акустического излучения полимеров в условиях, исключающих эффективное накопление электрических зарядов.
МП, К
Радиационно-химические процессы, а также накопление оаряда не оказывают оаметного влияния на формирование АИ. Для ПММА этот вывод справедлив при уровнях воздействия, когда вооникающее в образце электрическое поле превышает электрическую прочность, и накопление
КЬ
№ 100 240 г& Г, К Рис. 2. Температурные зависимости параметра Грю-найоена (а) и коэффициента генерации (б) поликарбоната.
оаряда не происходит. Акустическая реакция ПММА и силикатных стекол при определенных условиях облучения существенно отличается от выше рассмотренных диэлектриков. Аналио условий, в которых проявляются особенности акустической реакции, показывает, что причиной этого является накопление объемного заряда в облучаемых образцах. Для выяснения влияния зарядовой составляющей на генерацию АИ проводились параллельные измерения возбуждаемого акустического сигнала и импульса тока на необлучаемой поверхности образца. Это позволило связать особенности генерации АИ с условиями оаряжения. Изучение акустического отклика при облучении ПММА и силикатного стекла с открытой поверхностью показало, что термоупругому сигналу предшествует импульс растяжения, возникающий у тыльной необлучаемой поверхности образца. Импульс тока в этом случае имеет однополярный вид, что указывает на отсутствие стекания заряда. В случае заземленной облучаемой поверхности импульс, предшествующий термоупругому, проявляется слабо и ему соответствует биполярный импульс тока, т.е. имеет место стекание заряда.
При электрическом пробое акустический сигнал, предшествующий термоупругому, не наблюдается. В процессе отих исследований выявлены закономерности формирования АИ в ПММА н силикатном стекле при последовательном облучении электронным пучком различной плотности. Экспериментально показано, что искажение термоупругого АИ, в том числе появление дополнительного минимума и максимума (рис.3), связано с накоплением электрического оаряда в образцах и появлением наряду с термоупругими пондеромоторных сил.
Рис.3. Акустические импульсы в ПММА: а - эксперимент; б - расчет для заданного распределения олежтрических полей (в) при плотности пучка электронов Ф = 2,5 1012см-2.
На основе установленных механизмов проводились расчеты механических напряжений в диэлектриках в приближении полупространства и тонкой пластины. Система уравнений для описания генерации динамических напряжений включает волновое уравнение для напряжений и уравнение теплопроводности. Полученное решение для полупространства использовалось для расчета динамических напряжений в исследуемых материалах с учетом онергетического спектра ускорителя электронов.
Результаты расчета динамических напряжений для полупространства хорошо согласуются с экспериментальными данными, полученными при облучении ЩГК и полимеров в условиях, обеспечивающих стекание оаряда. Сложность, регистрации волн напряжений в тонкой пластине вызывает необходимость получения данных с помощью расчета. Расчет выполнен для случая нормального падения аксиально-симметричного электронного пучка на тонкую пластину. Ио полученных решений следует, что в процессе акустической релаксации в области энерговыделения возникают растягивающие напряжения, величина которых зависит от профиля радиального распределения поглощенной энергии. Наибольшие растягивающие напряжения возникают при ступенчатом распределении поглощенной энергии. Для учета вклада термоупругих и пондеромоторных сил в процесс формирования АИ ' > при электронном облучении решалось одномерное волновое уравнение для напряжений в полупространстве без учета теплопроводности и пространственного перераспределения объемного оаряда. Для мгновенного ввода энергии решение имеет вид:
SfTictt-z^iZ^Wctt-'.
e*T(x-ctt)-i^El{x-Ctt)
lOM) = (*'
u y { 0, ctt - ж < 0; 2V ' ' \ 0, x - ctt < 0.. w
Здесь T - температура; Ee - напряженность электрического поля; Єо - электрическая постоянная; є - относительная диэлектрическая проницаемость; а - коэффициент электрострикции. Для расчета АИ в диэлектриках с помощью формулы (4) необходимы данные о распределении температурного и электрического полей. Распределение температуры T(x,t) определялось по плотности поглощенной энергии Ev(x,t)
Е (х t) (T{x,t)= "у% '). йоменение температуры при возникновении электрического поля не учитывалось, так как оно составляет менее одного процента от изменения температуры, обусловленное ионизационными потерями. В расчетах для циклического облучения учитывалось электрическое поле Eei) возникшее в образце в результате предшествующих импульсов облучения, величина которого определялась по изменению пробега электронов акустическим методом. Поле Ее2, генерируемое импульсом облучения, для которого проводился расчет, определялось по импульсу тока смещения J{t). В необлучаемой части образца поле 1 определяется поглощенным зарядом Q(t)
Ee2(h,t) = ±.fj(T)dr = ^p-. (5)
Поле вблиои облучаемой поверхности диэлектрика можно оценить по положению максимальной плотности выделившегося оаряда
Ee2(0,t) = -E(htt)(h-hm)/hm, (6).
где hm - расстояние от облучаемой поверхности до положения максимума плотности накопленного оаряда. Внутри диэлектрика существует плоскость нулевой напряженности электрического поля, по разные стороны от которой поле имеет противоположные направления. Максимальное значение поля достигается на поверхности диэлектрика. В необлучаемой части диэлектрика устанавливается постоянное оначение поля, величина которого определяется уравнением (5).
Расчетные и экспериментальные ЛИ, распределение полей Ее\ и Ееъ в ПММА показаны на рис.3. Сравнение экспериментальных и расчетных АИ позволяет сделать вывод о том, что особенности генерации нап-
ряжении в полимерах определяются их электрическими свойствами.
сти облучения в виде круга диаметром 0,5 и 0,7 мм соответственно (1) и прямоугольника размером 4,6 х 15 мм (2); L1 - волн (в) для области облучения в виде круга диаметром 2,5 мм (1), прямоугольника размером 0,7 х 10,5 мм (2) и 3,5 х 10,5 мм (3).
Задача возбуждения АИ существенно усложняется, если учесть объемный характер онерговыделения, а также возбуждение наряду с продольными поперечных волн. Это существенно затрудняет теоретический анализ характеристик термоакустических источников, поэтому необходими прямые измерения. Для одновременной ре-по гистрации продольных и сдвиговых волн используется бесконтактный метод на основе электромагнитно-акустического преобразователя. Результаты экспериментальных исследований пространственно-временных характеристик акустических волн, возбуждаемых в твердых телах СЭП, приведены на рвс.4. Установлено, что вид диаграммы направленности излучения продольной SQ L-волны (рис.4,а) определяется соотношением поперечного размера d„ области облучения и пробега электронов Re в исследуемом материале. При d0 > Re реализуется случай генерации плоской волны с преимущественным излучением в направлении нормали к облу-Рис. 4. Диаграммы напра- чаемой поверхности, а для приближения вленности излучения L - волн сферической волны (do ~ Де) иопуче-(а) и S - волн (б) для обла- ние близко к изотропному. Диаграммы
направленности излучения сдвиговых 5-волн для области облучения в виде круга и прямоугольника показаны на рис.4,6. Отсутствие в обоих случаях излучения 5-волны при 0 > 60" указывает на то, что генерация этой волны происходит, главным образом, при отражении L-волны от свободной поверхности. Результаты исследований направленности излучения продольной
L'-волны, распространяющейся в плоскости падения электронного пучка, приведены на рис.4,в. С увеличе-
шом отношения сторон прямоугольника L1 -волна излучается преимущественно в направлении перпендикулярном большей стороне прямоугольника под углом <р = 0.
Результаты исследований амплитудно-временных характеристик юобуждасмых CLHI волн напряжений, кооффициентов генерапии ноово-Ш1Ш установиї'Ь механиимы воибуждения ЛИ в твердых диолектрикал, ітличающихся но величине радиационной проводимости. В ЩГК и ряде юлимеров, характеризующихся относительно высокой радиационной іроводимостью, основной вклад в генерацию ЛИ вносят термоупругие тпряжения. В диэлектриках с низкой радиационной проводимостью
11ММА, силикатное стекло) вклад в генерацию ЛИ наряду с термоупру-
ими вносят и попдеромоторпые напряжения.
В третьей главе рассматриваются процессы рассеяния и поглоще-шя пнергии волны, обуславливающие затухание импульсных напряже-1ий в твердых диэлектриках. Для определения напряженного состоя -шя в гите разрушения необходимо учесть диссипацию опертий А И і процессе их распространения. С отой целью исследовались характеристики распространения (скорость распространения и затухание) ЛИ. Иомерепие скорости распространения акустических импульсов в фисталлах k'Ol и NaCI покапало, что изменение амплитуды импульса :жатия в пределах (2 К)5 - 108) Па не приводит к иомоненто ско-эости для данной толщины образца. Уменьшение толщины обраоцов іриводит к увеличению скорости распространения Ай но сравнению с традиционными ультралвуковыми измерениями на 2 - 3%. В стеклах зкорость звука практически постоянна (рис.5,а). Исследования зависимости скорости распространения АИ от граничной частоты (рис.5,6) вводимого в материал импульса сжатия покапали, что пти изменения :вязаны с дисперсией скорости и не превышают 4%. Апалио физичс-;ких мехалиимов потерь звуковой анергии (термоупругий механизм поглощения, дислокационное трение, потери на рассеяние, нелинейные wp-ректы) показывает, что патухание акустических импульсов в ЩГК, а также изменение скорости распространения ЛИ могут быть удовлетворительно описаны дислокационным трением. При рассмотрении те-іерации и распространения звука в исследуемых полимерах в
\t
*-r4
Г^\
Н-ь-
ll И-
К, АОгк
-сЗ»
.—_ ——оц«Ді
У,
~W
«'
общем случае нужно учитывать особенности их вяокоупругого поведения. Проявление вяокоупру-гих свойств полимеров обусловлено наличием раоличных релаксационных процессов. Одним из способов описания вяокоупругого поведения является использование раоличных реологических моделей, в частности обобщенной модели Максвелла. Для расчета вязкоупругих напряжений были определены параметры реологической модели используемых в работе полимеров (табл.3). С отой целью экспериментально получены температурные оависимости модуля Юнга Е и тангенса угла механических потерь tgtp в интервале температур от 180 до 370 К. Иомерения выполнены pe-
а, Гц
Рис. 5. Зависимость сюрости продоль- оонансным методом консольно
ного овужа от: а - толщины обраоцов закрепленного образца. Резуль-
КС1 (1), стекло НП (2); б - граничной таты измерений для ПТФО
частоты и импульса сжатия в NaCl представлены на рис.6.
(1), КС1 (2), стекле НП (3).
Іаблица 3
Параметры реологической модели
Q.05-
ЩИ*.
Испольоуя параметры модели, характеризующей вяокоупругое поведение ПТФЭ, были рассчитаны АИ, возникающие в отом материале при облучении его электронным пучком испольоуемого в работе ускорителя (рис.7,а). Для сравнения на рис.7,6 приведены измеренные АИ сжатия. Экспериментально зарегистрированный сигнал имеет большее затухание, так как в расчетах не учиты-
Рис. 6. Температурная завис»
мость динамического модуля Е и валась неоднородность среды, влия-
tgS для ПТФЭ. ющая на распространение АИ.
Сравнение расчета с экспериментом позволяет разделить влияние релаксационных процессов и неоднородности среды на распространение акустического сигнала в конкретном материале.
Рис. 7. Расчетные (а) и экспериментальные (б) акустические импульсы сжатия в ПТФЭ на расстоянии 5 мм от свободной поверхности, выше которой образец раорушается. При этом все классы твердых тел раорушаются уже при дозах 104 - 106 Гр- Сопоставление различных
Четвертая глава посвящена динамике разрушения диэлектриков при импульсном облучении плотными электронными пучками /2, 22, 25 - 27, 33/. Мощное радиационное воздействие на материалы характеризуется сильными коллективными эффектами. Один из них - хрупкое разрушение твердого тела. В 1966г. Р.Освальд впервые обнаружил разрушение полупроводниковых монокристаллов импульсами электронного облучения. Разрушение твердых диэлектриков под действием сильноточных электронных пучков обнаружили Д.И.Вайсбурд и Й.Н.Балычев в 1972г. В дальнейшем это явление наблюдалось при облучении электронными пучками горных пород, металлов, стекол. Характерная особенность такого разрушения - отсутствие существенных тепловых эффектов. Оказалось, что для всех материалов можно ввести порог разрушения, т.е. такую минимальную плотность поглощенной энергии,
материалов покапывает, что ионные кристаллы выделяются наиболее ниокими порогами олектронного разрушения. Кристаллы раскалывают ся по плоскостям спайности (100), (010), (001). При пороговых плотностях потока галектронов Ф ~ 5-1012см~2 разрушающая трещина равновероятно раскалывает кристалл по плоскостям спайности (100) и (010), перпендикулярных широким граням образца. С увеличением плотности потока илектронов (Ф ~ 1013см~2) наблюдается одна-две разрушающие трещины. При Ф — И - 5) Н)13см~2 появляется множество трещин перпендикулярных и параллельных широким граням образца. 15 опытах по разрушению тонких кристаллов (толщина меньше пробега пучка) было обнаружено, что часть кристаллов разрушается трещинами, которые прорастают вне области облучения. !Зпсргзія;ііеобходимаіі для обра иования и прорастания трещин,переносится на областью взаимодействия излучения с веществом волнами упругих напряжений, которые пообуждаются п образце электронным пучком. Интерференция и взаимодействие отих волн с различными дефектами структуры может приводить к разрушению.
т1 Для исследования влияния раз-
3" 1—I ~3f/* личных типов волн напряжений
-»
на явление раскола ионных крис
таллов применялось два способа
нагружения образцов. При пер
вом способе импульс напряжезшй
возбуждался непосредственно в
О1 ' \ ' ' % ' \ Т"ад исследуемых образцах плсктрон-
h.,40 м ным облучением и определялся
Рис. 8. Средние значения напряже- средний порот разрушения для
ний, соответствующие разрушению трех геометрий облучении: исхо-
кристаллов КС\ в различных уело- дные образцы (рис.К,а), образцы
виях облучения: а - необработанный обработанные по периметру сма
образец; б - образец, обработанный чивающей жидкостью (рис.8,6),
смачивающей жидкостью; в - обра- образцы с акустической ловушкой
оец с азхустичеезюй ловушкой. (рис.Я,и). Повышение порога раз-
рушения предварительно обработанных образцов по сравнению с исходными указывает на демпфирование колебаний и ослабление интерференционных эффектов в отой геометрии облучения. Чтобы выделить чффект однократного взаимодействия плоских волн с объемными
и поверхностными микротрещинами,осуществлялся вывод волны ио образца. Это достигалось акустическим согласованием исследуемых
Рис. 9, Распределение вероятности разрушения кристаллов: 1- КС1; 2 - NaCl.
кристаллов с ловушкой, обладающей большим коэффициентом оатухания акустических колебаний. При отом наблюдается дальнейшее увеличение порога разрушения (рис.8,в). При втором способе нагружснис осуществлялось импульсом напряжений, который возбуждался электронным пучком в ударнике, находившемся в аку-: стическом контакте с исследуемым об-> разном. Материал ударника подбирался так, чтобы длительность АИ-в нем была близка к длительности импульса, возбуждаемого в ионном кристалле при электронном облучении. Функции распределения вероятности разрушения кристаллов КС1,
6 & «
Рис. 10. Зависимость времени задержки начала разрушения образцов КСЇ толщиной 0,5 мм (1) и 0,8 мм (2) от плотности потока электронов Ф.
При исследовании процесса разрушения ионных кристаллов под действием СЭП, впервые проведенном с помощью высокоскоростной фотоустановки, обнаружена задержка начала разрушения относительно импульса облучения. Величина задержки и место локализации разрушения существенно зависят от плотности потока олектронов. Зависимость времени оадержки начала разрушения от плотности потока олектронов
NaCl приведены на рис.9. Наблюдаемое различие в порогах разрушения при различных способах на-гружения связано с тем, что в об-. разцах, нагружаемых импульсом упругих напряжений ударника, не возбуждаются цилиндрические продолыше и изгибные волны, а именно взаимодействие отих волн с краевыми и поверхностными трещинами и определяет минимальный порог разрушения ионных кристаллов.
Для исследования кинетики процесса разрушения применялась высокоскоростная фотоустановка, созданная на базе ВФУ-1.
*» « -2 '
Ф-40 ем
для кристаллов КСІ раомером 10x10x0,5 мм покаоана на рис.10. При плотности потока 1,3- 1013см~2 оарождение трещин начинается с периферии образца, а задержка начала разрушения составляет 30 мкс. Образец разрушается, как правило, одной трещиной. Увеличение плотности потока электронов приводит к уменьшению времени задержки. При этом наряду с краевыми наблюдается прорастание трещин ио области облучения, а число разрушающих трещин увеличивается до двух-трех. С увеличением плотности до 5 1013см~2 наблюдается множественное разрушение, которое начинается преимущественно ио области облучения с временем задержки менее 3 мкс. Большие времена задержки начала разрушения свидетельствуют о том, что в разрушении важную роль играют колебания, которые существуют длительное время без значительного затухания. К ним относятся различные моды собственных колебаний, которые можно рассматривать как предельный случай распространения нестационарных волн Лэмба, движущихся в прямом и обратном направлениях. В тонких пластинах возбуждаются волны Лэмба двух типов: симметричная волна и антисимметричная волна, которые представляют собой продольную и ивгибную волны в пластине. Изменяя геометрию облучения, можно возбуждать различные моды колебаний и исследовать характеристики разрушения при различных условиях нагружения. Наиболее полные исследования влияния иогибных волн Ломба па характеристики разрушения были выполнены нами для кристаллов КС1. На рис.11 показаны функции распределения вероятности разрушения трех групп образцов. Образцы первой группы располагались па коллиматоре и закреплялись каплей клея раомером не более 1 мм. Обраоцы третьей группы приклеивались к коллиматору по всей грани образца за исключением области облучения. Сетчатая структура склейки позволяла, с одной стороны, свести к минимуму вывод ио образца энергии воз-
Рис.11. Функции распределения ве- буждаемых В0ЛН) а с другой. умснь роятности разрушения кристаллов щить амшштуду шги6ных колсба-
ний образца. На обраоцы второй группы наносилась со стороны облучаемой поверхности аналогичная сетчатая структура, а закрепление осуществлялось так же, как и в пер-
вой группе. Разрушение обраоцов первой группы (кривая 1) характеризуется появлением визуально наблюдаемых трещин на периферии образца с большим временем задержки, составляющим для Ф = 2,5 1013см~2 около 10 мкс. Для образцов второй группы (кривая 2) разрушение по-прежнему начинается, главным образом, с периферии образца, однако время задержки уменьшается до 3 - 4 мкс. При дальнейшем увеличении плотности потока электронов рост трещин начинается преимущественно из зоны облучения. Характерной особенностью разрушения образцов третьей группы (кривая 3) является появление разрушающих трещин из области облучения с задержкой менее 2 мкс и появления откола на тыльной стороне пластины при ф > 4 10,3см~2.. Полученные данные показывают, что определяющую роль в процессе разрушения тонких обраоцов, облучаемых СЭП, играет сложное поле,, , напряжений, обусловленное генерацией и распространением нестацио' .,.,. парной антисимметричной волны Ломба. Закрепление образца приводит к демпфированию антисимметричной волны Лэмба и повышению порога разрушения в 1,5 - 2,5 рапа.
Зависимость характеристик разрушения диэлектриков под действием СОП от частоты следования импульсов облучения, температуры, эффекта накопления повреждений не противоречат кинетическим представлениям о природе прочности, с другой стороны, наличие порога по плотности поглощенной энергии, при котором наступает разрушение, создает представление об электронном разрушении как о критическом событии. Многократное предварительное облучение ионных кристаллов электронными пучками подпороговой плотности не приводит к заметному изменению порога разрушения. Однако при облучении пороговой плотностью потока олектронов до разрушения проходит конечное время, что свидетельствует о развитии в монокристаллах процессов, приводящих к разрушению. Поскольку при разрушении фиксируется только конечный результат, то необходимо доказать, что. разрушение развивается за время пребывания образца под нагрузкой, а не является критическим событием, связанным со случайными перегрузками. С этой целью нами исследовалась зависимость среднего порога разрушения от числа циклов нагружения. Экспериментально показано, что с увеличением числа циклов нагружения вероятность разрушения возрастает. Хрупкое разрушение твердых тел характеризуется ( большим разбросом результатов. Поэтому построение надежной зависимости долговечности от напряжения, но которой можно было бы
прогнозировать вероятность рапрушения, представляет чрезвычайно сложную задачу. Физической основой для объяснения механических свойств, связанных с временем воздействия, может стать развитый В.А.Степановым с сотрудниками подход, учи гываюший существование двух процессов - разрушения и деформации, идущих одновременно в нагруженном твердом теле. Разрушение идет в соответствии с формулой Журкова, но ответственность па разрушение несут не средние, а локальные напряжения. Характерные осооенности данной модели рая-рушения проявляются, когда времена нагружения меньше параметра релаксации. В зтом случае для построения кривой долговечности применяется циклическое нагружение. Для циклического нагружения с длительным отдыхом (остаточные напряжения реяаксируют полностью и каждый последующий цикл повторяет предыдущий) выражение для долговечности, имеет вид:
InN = 1пЛ- Da,
(7)
где А и В - определяются коэффициентом перенапряжений и параметрами релаксации локальных напряжений. Если параметры релаксации неизвестны, то 1пА и В можно определить по площади под кривой W(a), которая определяется как отношение числа образцов, разрушившихся при данной амплитуде напряжений за доступное в опыте время, ко всем испытанным при отой амплитуде напряжений. По результатам расчета. In Л - 5,0 и Ц -- 0,9- 10~7 и'/ И получена кривая долговечности при циклическом нагружении (рис.12). Экспериментально определенное число циклов до разрушения в широком интервале уровней нагружения описывается раелст.ой зависимостью (7).
Взаимодействие СОИ с высо-
коомными диэлектриками сопрово
ждается возникновением сильных
плектрических полей объемного за
ряда, который накапливается в ре
зультате поглощения олектронного
пучка. Имеющиеся литературные
№ Па данные спражают две; точки зрения.
Рис. 12. Зависимость среднего Первая допускает возможность па
числа импульсов до разрушения копления оаряда и высоких ьясктри-
от напряжения в цикле. ческих полей, вторая исключает
такую возможность из-за высокой радиационной проводимости. Исследование кинетики релаксации заряда показало, что в ионных кристаллах
4aClt KCl нейтрализация происходит за время облучения. Напряжен-юсть электрического поля при плотностях потока олектронов вплоть \о раорушения не превышает 106 В/см. Ио-оа высокой радиационной троводимости во время импульса облучения не удается достичь про-їивньїх значений напряженности олектрического поля. В отих матери-шах реалиоуется термоупругий механизм раорушения. В полимерах необратимые иоменения обуаювлены олектрораорядным механиомом заорушения. Особенности электрораорядного механизма раорушения ісследовались на образцах ПММА при однократном и многократном зблучении. При микроскопическом исследовании облученных обраопов іаблюдаются объемные и поверхностные повреждения. Объемный дефект представляет собой канал пробоя, начинающийся с поверхности ібраоца и переходящий в "дерево разряда". Канал пробоя направлен іерпендикулзрно облучаемой поверхности, а "дерево panряда" паралельно поверхности. При пороговых плотностях потока электронов об-эазуется, как правило, одно "дерево пробоя", а с увеличением уровня юидействия их число возрастает. Глубина оалеГания "деревьев пробоя" эт облучаемой поверхности 180 - 230 мкм. Обнаружено, что расположение "деревьев пробоя" зависит от геометрии облучения. В заземленных збраоцах каналы пробоя возникают в центральной части облучаемой области, а в образцах с открытой поверхностью на границах области зблучения. Электрический пробой стекол удается реализовать только в геометрии "открытая" поверхность. В итой геометрии облучения поле :осредоточено в основном между необлучаемой гранью образца и объ-. змным зарядом термалиоованных олектронов. Каналы олектрического гробоя в пластинах стекла выходят к заземленной поверхности.
Пятая глава посвящена исследованию закономерностей разрушения диолектриков в плоских волнах напряжений, которые возбуждаются ампульсным олектронным пучком сильноточного ускорителя /22, 31, ]5, 36/. В геометрии облучения, обеспечивающей возбуждение плоских »олн, наблюдается характерный вид динамического разрушения - откол. Экспериментальные исследования выполнены с применением схемы, позволяющей осуществлять однократное нагружение АИ исследуемых образцов. Это достигалось использованием акустической ловушки, изготовленной из того же материала, что и исследуемый образец, в форме конуса с цилиндрическим каналом вдоль его оси. В результате интерференции падающего и отраженного А И вблиои свободной поверхности зооникает импульс растяжения почти удвоенной амплитуды. При ми-
кроскопических исследованиях образцов, подвергавшихся импульсному нагружению, обнаружено два типа структур разрушения. Первый тип структур раорушения свяоан с образованием хрупких откольных роое-ток вбдиии свободной поверхности, перпендикулярной направлению падения електронного пучка. В ионных кристаллах NaCl, КС1, К Br от-кольное раорушение наблюдается как в области облучения, так и вблиои
w
Рис. 13. Функция распределения вероятности раорушения: 1 - NaCl; 2 - КВт.
тыльной поверхности образца. Область раорушения представляет собой периодические аксиально-симметричные ооны, расположенные в плоскости (001), параллельной облучаемой поверхности. В иоотропных средах (эпоксидная смола, герметик-Анатерм IV) обраоуются розетки откола, состоящие ио однородных кольцевых оон. Фрактографические исследования поверхности откола позволили выявить типичные структуры, соответствующие последовательным этапам раорушения. При плотностях потока электронов (3 - 5) 1013см~2 обраоуются одиночные аксиально-симметричные ооны раорушения. Повторное облучение приводит к J дальнейшему развитию ооны раорушения, завершающееся отколом поверхностного
слоя кристалла. С увеличением плотности
».а па- .... потока электронов периодическая струк-
Рис. 14. Распределение ПСР тура Существенно иоменяется: под дей-по толщине кристалла КС1. ствием одножратного импульса облучения образуется колония дисковых микротрещин приблинительно одного размера. Плотность их настолько велика, что при повторном нагружении прорастают лишь периферийные дисковые трещины, другие объединяются, формируя плоскость откола. Пороги образования периодических структур раорушения (ПСР) определялись методом функций распределения, вероятности, раорушения. Функции распределения вероятности раорушения кристаллов NaCl, КС1, КВт имеют одинаковый вид: характеризуются реоким порогом по уровню воздействия и малой дисперсией (рис.13). Распределение ПСР по толщине обраоца приведено на рис.14. Вертикальными отрезками обозначены области, в которых обраоуются ПСР, а границам отрсоков соответствуют максимальные и
минимальные расстояния от ПСР до свободной поверхности обраоца. \налио данных по распределению ПСР по толщине обраоца покаоы-»ает, что можно указать такую предельную плотность потока олектро-job, при достижении которой происходит переход от приповерхностно-'о разрушения к обт>емному по всей толщине кристалла. Для количе-
(0
Ф, 14" en *
ствешшого описания ПСР, их эволюции в зависимости от уровня внешних воо-действий исследовались основные параметры образующихся структур. В качестве таких параметров были выбраны диаметры кольцевых оон и количество ПСР. Результаты исследований представлены на рис.15. С повышением плотности потока олсктронов увеличивается диаметр кольцевых оон и количество ПСР. Это продолжается до уровней нагружения, при которых суммарная площадь ПСР достигает площади акустического пучка.
Важную информацию о природе от
кола могут дать временные параметры
процесса разрушения. Действительно,
если откольное разрушение происходит
в плоских волнах напряжений, гене
рируемых СЭП, то оадержка разру
шения относительно импульса облуче
ния включает время распространения
Ф, 1Q15 сп"г волны напряжений из области генера-
гис. 15. Зависимость диа- дии до места разрушения. Исследование летра (а) и числа ПСР (б) от разрушения с помощью скоростной ки-шотности потока электронов, носъемки показало, что первые дисхо-іьіе трещины появляются вблизи тыльной поверхности образца после імпульса облучения с запаздыванием, определяемым временем распро-транения акустической волны но образцу к зоне разрушения. Высоко-коростная киносъемка из-за большого временного интервала (2 мке) іежду смежными кадрами не позволяет определить время развития ІСР в сечении откола. Кинетика роста ПСР в кристаллах NaCl ис-ледовалась по отражению лазерного луча от поверхности дисковых 'рещин, образующихся в сечении откола. Продолжительность раови-
тия откола, по результатам этих намерений составляет 200 - 500 не.
Микроскопические исследования ионных кристаллов покапали, что наряду с ПСР наблюдается другой тип структур повреждений, связанный с образованием и объединением пор. Образование пор начинается при тех же пороговых плотностях потока олектронов;что и ПСР. Диаметры периодических структур пор составляют сотни микрон и состоят из скоплений пор раомером не более 1 мкм. С увеличением уровня напряжений наблюдается дальнейшее упорядочение в распределении пор: обрадуются аксиально-симметричные ооны с характерным раомером пор в пределах ооны. Кольцевые ооны пересекаются радиальными лучами, состоящими ио пор, плотность которых сохраняется в пределах одной ооны, но поменяется при переходе ио одной ооны в другую. Дальнейший рост напряжений до 70 МПа приводит к слиянию нор, образованию большого числа разрывов сплошности в центральной ооне структуры и сдвигу лучей к периферии. Электронномикроскопиче-скис исследования показали, что образуются поры двух конфигураций: плоских дисков и призматических пор с овальными вершинами. Растворением кристаллов установлено, что остаточная атмосфера в порах отсутствует. Для количественного описания упорядоченных распределений нор исследовались радиусы кольцевых оон, распределение нор по размерам, их концентрация в различных зонах в зависимости от уровня внешнего воздействия. В образцах NaCl радиусы первой кольцевой
Рис. 16. Функция распределе-
зоны находятся в интервале от 60 до
170 мкм, а радиусы второй - от 150
до 300 мкм. Анализ функций распре
деления мор по размерам показывает
(рис.16), что наиболее вероятно обра-
иоваяие мемнх пор диаметром менее
1 мкм. Результаты проведенных иссле
дований показывают, что наблюдаемые
ПСР в ионных кристаллах связаны с
волновым характером распространения
напряжений-при динамическом нагру-
Ь йв,мкп жении. Для расчета механических на
пряжений, генерируемых в твердых те
ния пор по размерам. лах СЭП) испольоовалось гидродинами
ческое приближение. Расчет компонент тензора напряжений покаоал,
что вблизи тыльной стороны мишени в результате интерференции па
дающей и отраженной волны возникает область всестороннего растя-
(ЄНИЯ.
Для выявления физической природы раорушения при импульсном іагружении особенно актуальны исследования дислокационной струк-'уры, тах как все микромеханиомы оарождеиия хрупких и вяоких трещи носят дислокационный характер. Изучение динамики надбарьерно-о движения быстрых индивидуальных дислокаций проводится в осно-ном посредством ударной деформации с длительностью импульса 10~5 . Нагружение АИ, генерируемыми в твердых телах СОІІ, позволило [сследовать поведение дислокаций при длительностях нагружения мепь-лих Ю-7 с. Изучение подвижности дислокаций в кристаллах NaCl осуществлялось нагружением их биполярным АИ с амплитудой импульса жатия от 5106до4107 Па. Исследуемые образцы в виде призматических тержней с концентрацией примеси не более 10~3вес.%, пределом теку-ести 4-Ю5 Па, плотностью дислокаций 104см-2 деформировали при вух температурах: 290 и 77 К. Для выявления начального и конечного оложения диаюкаций до и после деформации кристаллы подвергались имическому травлению. В результате проведенных исследований уста-овлено, что в том случае, когда к образцу прикладывается биполярный миульс с одинаковыми амплитудами сжатия и растяжения, при по-торном травлении новых дислокационных ямок не наблюдается. Однако
эис. 17. Зависимость длины пробега краевых дисло-
аций от импульса АР [ля температур 290 К (1) [ 77 К (2).
ались для определения коэффициента динамического торможения крае-
было обнаружено большое количество плоскодонных ямок травления разных размеров, которые являются, по-видимому, следами рождения и движения дислокаций. Возможно, что дислокационные петли, рожденные при импульсе растяжения, возвращаются на прежнее место. При подавлении импульса растяжения наблюдалось движение дислокаций. На рис.17 показана зависимость длины пробега краевых дислокаций / от величины импульса АР — Рс - РР, где Рс - импульс сжатия, Рр - импульс растяжения. Длина пробега дислокаций линейно зависит от АР и увеличивается с понижением температуры. При 293 К пробег дислокаций достигает (5—60)-10~вм. Полученная зависимость использо-
вых дислокации.
„ІЬДР B-2-J-'
(8)
где Ь - вектор Бюргерса. Найденные оначения коэффициента торможения В-лК = 6,7 l()_s пуао, В^эок = 9,6 Ю-6 пуап окалываются в 20 раз меньше величины В, независимо полученных для тех же кристаллов обычным методом механического удара. В то же время отношения #29о/#77 » обоих случаях окалываются одинаковыми. Полученные данные показывают, что дислокации даже при столь коротких импульсах двигаются надбарьерно, а их торможение обусловлено вяокой диссипацией энергии в фонониой подсистеме кристалла. Намерение плотности дислокаций в области интерференции падающего и отраженного от тыльной поверхности обраоца АИ показало, что при допороговых уровнях воздействия плотность дислокаций в пределах статистического разброса совпадает с исходной плотностью ненагруженных образцов. В условиях нагружения, приводящих к образованию ПСР, характер зависимости меняется: наблюдается увеличение плотности дислокаций,
^ 3J
Ч>, /Si
Рис. 18. Зависимость плотности дислокаций от плотности потока электронов.
дислокаций второй зоны. Повышенная плотность дислокаций в первой зоне связана с циклическим воздействием на материал импульса напряжений, возникающего в результате отсечения части АИ ПСР', и рождением дислокаций при торможении дисковых трещин.
Предложена качественная модель разрушения диэлектриков при мощном радиационном воздействии. Основными факторами разрушающего воздействия СЭ11 на диолектрики являются генерация высоких динамических напряжений и внутренних электрических полей. В материа-
которая достигает максимального иначения и быстро уменьшается до исходной концентрации ненагруженных образцов с ростом уровня воздействия (рис.18). Ди-локационное поле состоят из двух зон, отличающихся плотностью дислокаций: первая зона расположена между свободной необлу-часмой поверхностью кристалла и сечением откола, вторая - занимает всю оставшуюся часть кристалла. В первой зоне плотность дислокаций более чем на порядок превышает плотность
лах с низкой радиационной проводимостью время релаксации зарядового состояния много больше длительности импульса облучения, поэтому величина заряда, инжектированного в образец в результате однократного и многократного облучения, достаточно велика и может произойти электрический пробой. Величина напряженности электрического поля определяется динамикой релаксации заряда. Внешняя релаксация приводит к тому, что диэлектрик после облучения становится электронейтральным в результате проводимости либо эмиссии. Внутреннее электрическое поле обусловлено локально нескомпенсированным зарядом поглощенного электронного пучка. Процесс внутренней релаксации заряда определяется прежде всего проводимостью диэлектрика. В полимерах из-за низкой исходной и радиационной проводимости возникают сильные электрические поля объемного заряда, достаточные для развития лавинной ударной ионизации вещества и образования стримерных разрядов. В материалах с низкой радиационной проводимостью реализуется электрораорядный механизм разрушения, а наблюдаемое разрушение (деструкция, трещинообраоование) является следствием термомеханических эффектов в результате выделения энергии электрического поля в веществе. Другим фактором разрушающего воздействия СЭП на материалы является высокая скорость нагрева решетки, сопровождающаяся генерацией динамических напряжений. Механизм генерации напряжений состоит в следующем. Основная доля энергии электронного пучка передается непосредственно электронной подсистеме. Решетка получает большую часть энергии электронных возбуждений оа счет их релаксации с испусканием фононов или образованием дефектов. Небольшая часть энергии рассеивается путем излучения фотонов. Таким образом, оа время электрон-ионной релаксации ~ Ю-9 с практически вся энергия переходит в тепло. В результате высокой скорости нагрева область взаимодействия электронного пучка с веществом оказывается первоначально сжатой. Разгрузка происходит оа счет излучения АИ сжатия. Отражаясь от свободной поверхности, часть импульса сжатия преобразуется в импульс растяжения. В результате ио области облучения излучается Ай биполярной формы. Пространственная направленность излучаемых АИ определяется соотношением характерного размера области облучения do и величиной пробега электронов Rt в материале. При d0 > Re генерируются АИ с плоским волновым фронтом и преимущественным излучением в направлении нормали к облучаемой поверхности. Если io ~ Re АИ генерируется со сферическим волновым фронтом и равноме-
рным пространственным получением акустической энергии. Поперечные АИ вообуждаются при отражении продольных АИ от поверхности образца. В результате воаимодействия прямых и отраженных продольных и поперечных импульсов в тонюм обраоце вообуждаются волны Лемба, которые трансформируются в собственные колебания образца. Определяющую роль в процессах разрушения играет сложное напряженное состояние, обусловленное генерацией и распространением нестационарных антисимметричных волн Лемба. Временные параметры етих процессов определяют задержку появления визуально наблюдаемой трещины относительно импульса облучения. В геометрии облучения, обеспечивающей генерацию плоской волны, вблизи тыльной поверхности образца возникает область всестороннего растяжения. Именно в этой области возникают различные типы структур разрушения. Характеристики периодических структур разрушений в ионных кристаллах непосредственно не связаны с длиной волны. В то же время такие параме-тры,как диаметр и концентрация;иоменяются с изменением уровня воздействия. Одновременно с розетками откольного разрушения в ионных кристаллах образуются структуры, состоящие из микропор-полостей почти сферической формы. Наиболее вероятно образование пор по деформационному механизму в результате захлопывания дисковых трещин. На ото указывает их пространственная локализация: поры лежат в одной плоскости и на таких же расстояниях от свободной поверхности, что и дисковые трещины. В центре бывшей дисковой трещины размер лор больше, чем у устья. Для захлопывания трещин необходимо коллективное перемещение атомов, расположенных на ее поверхности. Образование пор происходит в пересыщенной дефектами области кристалла. В такой системе, находящейся в состояниях далеких от термодинамического равновесия, возможно вязкое течение, самопроизвольный, переход в состояние с высокоупорядоченными пространственными структурами. Шестая глава посвящена практическому применению результатов работы /5,11,12,18,19,29,34/. Рассмотрены прикладные аспекты радиа-ционно-акустических эффектов в твердых телах, связанных .с возможностью измерения параметров потоков излучений, способов епектроино-акустической дефектоскопии и радиационно-акустического зондирования объемных оарядов и электрических полей, определения характеристик вещества, применения електронного разрушения твердых тел.
