Проникновение аргона из низкотемпературной газоразрядной плазмы в порошковый вольфрам

Следует отметить, что эти работы стимулировались не только потребностями практического применения методов ионной имплантации, но и интенсивными поисками в области физики плазмы, управляемого термоядерного синтеза, космической и других новых отраслей науки и техники. Поэтому несомненно, что многогранный процесс ионной имплантации требует дальнейшего исследования и последующего серьезного анализа.

Так как предшествующие исследования почти не затрагивали порошковые материалы, а сегодня в промышленности возрождается интерес к вольфраму и другим порошковым материалам на его основе, то данная работа посвящена изучению особенностей имплантации аргона в порошковый поликристаллический вольфрам из плазмы тлеющего разряда.

В качестве объекта исследования был выбран поликристаллический вольфрам чистотой 99,95%, изготовленный из крупнозернистого порошка вольфрама. Образцы вырезались из сварных штабиков, затем шлифовались, элект-рополировались и обрабатывались в плазме нормального тлеющего разряда со следующими параметрами: напряжение горения разряда 3,0±0,3 кВ; плотность тока 1мА/см2; время облучения – 3 часа. Температура облучаемых образцов контролировалась специально введенной в рабочий объем термопарой и на их поверхности не превышала 470 К.

Исследования облученных образцов проводились на растровом электронном микрокопе CamScan 4D в режиме обратно рассеяных электронов. Микротвердость измерялась на оптическом микроскопе Polyvar Met с приставкой Micro Duromat 4000E.

Результаты микродюрометрических исследований приведены на рис.1. Они свидетельствует о значительном влиянии обработки плазмой тлеющего разряда на прочностные свойства приповерхностных слоев и глубинных металла. Кроме того, характер изменения микротвердости коррелирует с данными об изменении плотности дислокаций [6], что подтверждает вывод о дислокационном механизме упрочнения при плазменном облучении, связанного с формированием развитой дислокационной структуры в поверхностных и объемных слоях. Следовательно, наблюдается проявление так называемого “эффекта дальнодействия”, обусловленного формированием развитой дислокационной структуры в приповерхностных и глубинных слоях металла.

Таким образом, впервые обнаружено, что влияние плазмы нормального тлеющего разряда распространяется на глубину до 100-120 мкм, т.е. не только в приповерхностные слои, но и в объем порошкового материала. Это можно наблюдать непосредственно на структуре поперечного сечения облученных образцов (рис. 2), где хорошо видно наличие газонаполненных пор на глубине до 120 мкм, превышающей средний проективный пробег ионов аргона на четыре порядка.

Хорошо известно, что при нормальных условиях аргон, гелий и другие инертные газы в металлах практически не растворимы и не создают никаких соединений с вольфрамом и находящимися в его объеме примесями. Полученное в результате газоразрядной имплантации распределение газа нельзя описать при помощи классических уравнений диффузии. Весьма вероятно, что в явлении глубокого проникновения инертных газов в металлы из плазмы тлеющего разряда следует различать два процесса.

Первый процесс – кинетический. В этом случае имплантацию ионов инертного газа, можно описать, например, при помощи уравнения Фоккера-Планка.

Рассмотрим функцию распределения, удовлетворяющую этому уравнению, считая процесс одномерным [7]:

^д f + p d f d t m d x

=/iff+|( pf), _ dp   dp    _

Здесь p =mkT, где m - масса иона; k - постоянная Больцмана; Т – температура образца; Y =kT/mD соответствует коэффициенту диффузии в законе Фика и определяется числом ионов, прошедших за единицу времени через единицу площади образца; р и Х – импульс и координата иона в области полупространства х>0, занимаемой кристаллом (образцом).

Пусть в начальный момент времени функция распределения ионов имеет следующий вид:

^{f (} p, x ^{,0 )}=   ' exp

V 2 na

( P — P 0 ^{) 2} 2 a

• ^ ( ^x ) , (2)

то есть, при t = 0 частица находится на поверхности образца и ее импульс с гауссовой плотностью вероятности попадает в окрестность значения р0. Тогда решаем задачу Коши для уравнения (1) и поскольку кинетическая энергия частицы Е= р2/2m , получаем:

F ( E, x, t ) = ^ ( x, t ) exp

A E

где параметры E ₀ и a = A E определяют положение максимума функции распределения

Рис. 1. Изменение относительной микротвердости ( H_обл. /H_исх ) порошкового поликристаллического вольфрама по глубине после облучения в низкотемпературной аргоновой плазме

Рис. 2. Поперечное сечение вольфрама, облученного в низкотемпературной газоразрядной плазме аргона

ионов и его полуширину и зависят от времени t , температуры образца T , а также от величины среднего импульса ионов p ₀ и полуширины начального распределения по импульсам.

Величина 1/ у имеет смысл времени термализации проникшей в кристалл частицы и является малой величиной ~10^–9 с^-1. Поэтому применение предела у • t >>  1 является справедливым для рассмотрения дальнейшей эволюции имплантированных частиц газа. Проинтегрировав по импульсу получим зависимость плотности частиц от глубины:

x d = x 0 +1

Dt d

ln f ⁰ exp ^c 0

к

A E

У

f . (8)

р ( x , t ) = ( 2 n Dt ) ^1/2 exp

Проведенные оценки дают значение x _d = 10 x ₀ при Е 0 = 450 эВ; АЕ = 150 эВ; D = 10 - 9 см²/с, что удовлетворительно совпадает с имеющимися экспериментальными данными [5, 9].

Так как установленная глубина проникновения аргона и гелия h ® 100 мкм, то в соответствии с результатами расчета [8] при решении уравнения диффузии с постоянным источником получаем стационарную компоненту

c ₂

= А cк

x h - x,

d

— ¹

У

При достаточно больших временах у • t >>  1 эта функция для концентрации инертного газа принимает следующий вид:

c 1 ( x , t ) = ( 2nDt ) ¹² exp

(x - x0 У

4 Dt

Уравнение (5) дает быстро затухающую асимптотическую составляющую, характерную для случая облучения пучками низкоэнергетических ионов. Однако в дальнейшем при временах t >  10 - 9 с можно считать процесс имплантации завершенным и рассматривать радиационно-стимулированную диффузию инертного газа с граничными условиями, определяемыми распределением (5):

дc = d * д2 c д t        дx2 ,

где A c - избыточная по сравнению с поверхностью x = h концентрация диффундирующего инертного газа. Зависимость (9) также хорошо коррелирует с экспериментальными профилями распределения аргона и гелия в облученных низкотемпературной плазмой инертного газа металлах [5, 9].

Понятно, что для глубины проникновения первоочередное значение имеет плотность потока ионов и время облучения, а доза опосредована и вторична. Концентрация сорбированного газа определяется глубиной проникновения и дозой, а также газопроницаемостью металла.

Отличительной особенностью нормального тлеющего разряда в аргоне является присутствие значительного количества (до 5-7 %) водородных ионов H и H 2 + в общем ионном токе [10], что можно рассматривать как следствие эффекта разделения газов в тлеющем разряде, когда ком-

c

c(t )=2Dехр

(x - x0 У

4 Dt

Поскольку облучение происходит с постоянной скоростью, то поток f через плос-

dc кость x = x , постоянный, т.е.--- d               , dx

= f.

x = x d

Значение критической глубины x_c определяется из условия (6):

f d = Ф^{( x} d , t d ) ^exP

где f_d = f ( E , x , t ) при E=E d .

Из этого выражения, а также выражения для ф ( x , t ) из работы [8] в пределе при у • t >>  1 легко получить выражение

понента с меньшим потенциалом ионизации сосредотачивается вблизи катода. Подчеркнем, что для генерации избыточных стабилизированных вакансий водород особенно важен, поскольку даже при сравнимых энергиях [11] водород проникает гораздо глубже аргона.

Значит в процессе радиационно-стимулированной диффузии инертного газа главную роль, по-ви-димому, играет водород, который не только стабилизирует радиационные вакансии, но и повышает их подвижность [3], что способствует проникновении инертного газа в объем металла путем переноса по стабилизированным водородом радиационным вакансиям. Водород же образуется благодаря крекингу и последующей ионизации паров масел в газовом разряде, поступающих в рабочий объем за счет обратного потока из вакуумных насосов.

Оцененное значение эффективного коэффициента диффузии аргона в порошковом поликристал-лическом вольфраме ( D ~ 10 ^{- 9} см ² / с ) на много порядков превосходит все известные коэффициенты термодиффузии. Это можно объяснить появле-

нием движущей силы, возникающей за счет полей напряжений, которые инициируются искажением кристаллической решетки проникающими ионами, особенно водорода. Наличие существенного градиента этих полей вызывает заметное увеличение микротвердости и уширение рентгеновских дифракционных линий, величина которых настолько высока, что в матрице происходит пластическая микродеформация, вплоть до макроскопических структурных изменений в объеме облученного металла.

В заключение проведенной работы можно сделать следующие выводы:

• 1.    Впервые установлено, что при облучении порошкового поликристаллического вольфрама ионами аргона из низкотемпературной плазмы нормального тлеющего разряда их проникновение не остается локализованным в тонком приповерхностном слое торможения ионов, а распространяется на значительные расстояния от облучаемой поверхности, приводя к эффекту “дальнодействия” и аномально глубокому (до 100-120 мкм) проникновению аргона.

• 2.    Предложена модель глубокого проникновения аргона и других инертных газов в металлы из низкотемпературной плазмы тлеющего разряда, которая включает в себя два этапа – имплантацию в приповерхностные слои ускоренных ионов и их последующую радиационно-стимулированную диффузию по стабилизированным водородом радиационным вакансиям. Развитие данного подхода как совокупности кинетического и диффузионного процессов будет способствовать дальнейшему расширению представлений о природе взаимодействия инертных газов с металлами, а также особенностях диффузионного перераспределения вещества в присутствии радиационных дефектов.