Взаимодействие ионизирующих излучений с твердым телом

3.1 Первичные сведения об образовании радиационных дефектов

В условиях эксплуатации современные материалы могут подвергаться воздействию на них электронов, легких и тяжелых ионов, нейтронов, - излучения и т.п. Таковыми являются материалы конструкционных элементов ядерных реакторов, мощных ускорителей, космических аппаратов. Облучение ядерными частицами для материалов не проходит бесследно. При достаточной энергии этих частиц, столкновение их с атомами материала ведет к образованию радиационных дефектов. Постепенно накапливаясь, они меняют свойства материалов. Этот процесс имеет свою специфику и не может быть повторен другим способом. Образование радиационных дефектов в металлах обычно разделяют на две стадии – первичную и вторичную. К первичной относят акты смещения атомов из нормальных положений в узле решетки. Результатом этой стадии является появление в металле единичных точечных дефектов – вакансий и МУА. Вторичная стадия включает в себя объединение точечных дефектов в комплексы, образование обедненных зон, дислокационных петель и т.д.

Бомбардирующая частица, влетая в метал, взаимодействует с атомами кристаллической решетки. Данное взаимодействие может носить двоякий характер – неупругий и упругий. При неупругом взаимодействии происходит ионизация атомов или ядерная реакция. Процесс ионизации в металле быстро нейтрализуется, а в случае ядерной реакции может образоваться новое ядро с выделением какой – либо частицы. При упругом взаимодействии ядру атома матрицы (следовательно, атому в целом) передается определенная кинетическая энергия . Если ее величина достаточна, т.е. больше, чем энергия связи атомов в решетке, то он выталкивается из своего места из узла кристаллической решетки и смещается в направлении переданного импульса. Каждый металл характеризуется своим набором, так называемых пороговых значений энергий - . Если полученная атомом от бомбардирующей частицы энергия равна или превышает и приобретенный атомом импульс совпадает с направлением , его смещение оказывается устойчивым. В этом случае смещенный атом не возвращается в исходное положение в узел, а занимает межузельное положение. Таким образом, в решетке металла образуется пара Френкеля – МУА и вакансия.

Величина энергии, переданная атому от бомбардирующей частицы при упругих взаимодействиях, так же как сама вероятность того или иного взаимодействия, определяется многими факторами: и энергией бомбардирующих частиц, и их природой, и параметрами составляющих металл атомов. Так, например, тяжелая заряженная частица (протон, ион) с энергией ~ n МэВ, проходя сквозь металл, растрачивает свою энергию преимущественно в неупругих взаимодействиях, лишь изредка смещая атомы решетки. Правда, передаваемая энергия намного превосходит и сместившиеся атомы не застревают в близлежащих межузельных положениях, а продвигаются на значительные расстояния по решетке. Такие атомы называются первично выбитыми. В ходе своего движения, первично выбитые атомы (ПВА) смещают из своих мест новые атомы, производя вторичные, третичные и т.д. смещения. Процесс происходит до того, пока , т.е. полученная атомом энергия от столкновения не станет меньше пороговой.

Подобный процесс многократных атомных смещений ПВА называют каскадом смещений. Каскады характеризуют энергией и количеством смещенных в межузельное положение атомов, т.е. так называемой каскадной функцией . В первом приближении эта величина может быть определена из простого соотношения, выведенного американскими физиками Кинчином и Пизом:

, где (3.1)

Постепенно замедляясь в металле, бомбардирующая частица в конце своего пути произведет последнее смещение и останавливается. Там она и застревает и становится уже нейтральным инородным атомом для решетки. В этом случае сама частица тоже становится дефектом, как и любой примесный атом. Таким образом, вдоль пути бомбардирующей частицы развивается каскады атомных смещений. Энергия этих каскадов различны, так же как и расстояния между каскадами. В этой области, где развивается каскад смещений, формируется специфическая дефектная область – обедненная зона, по которой возникает ореол межузельных атомов. Процесс образования каскадов моделируется в компьютерах с помощью специальной программы, ибо реальные эксперименты с облучением затруднены двояко. С одной стороны, это очень трудоемкий процесс, требует большого времени для набора требуемой дозы облучения. Одновременно возникает вероятность радиационного поражения персонала как в ходе облучения, так и при работе радиоактивированным материалом. Наконец, кинетику радиационных повреждений в ходе облучения никогда не удается проследить, анализу подвергается лишь конечный результат – сформированная структура облученного металла.

Машинный эксперимент не несет в себе радиационной опасности, обладает высокой скоростью, позволяет проследить всю кинетику радиационного дефектообразования. Однако надежность и точность полученных результатов при машинном эксперименте определяется уровнем развития теории, положенной в основу моделирования. Кроме того, ввиду сложности, чаще всего моделирование процесса радиационного повреждения осуществляется ограниченным количеством атомов в решетке и, чаще всего, на плоскости, т.е. при двумерном расположении атомов, что приводит к существенным погрешностям, поэтому реальная картина образованной структуры может быть установлена только в ходе прямого эксперимента. Поэтому развитие того или иного направления обычно идет параллельно, они не исключают друг - друга, а чаще дополняют. Точную структуру облученного металла можно установить с помощью автоионного микроскопа. Большинство таких экспериментов было выполнено на вольфраме облученном собственными ионами с энергией ~ 20÷50 кэВ. Такой вид облучения является модельным, то есть эксперимент является имитационным, собственные ионы имитирует высокие дозы нейтронного облучения. Тем не менее, этот эксперимент позволил установить, что при низких температурах ~ 10 К изолированные дефектные области единичных каскадов представляли собой обедненные зоны с концентрацией вакансий в них на уровне ~ 10 ат.%.

На расстояниях 50-80 от краев зон располагались единичные МУА. Повышение температуры до 60 К приводило к удалению практически всех МУА, тогда как структура обедненных зон оставалось неизменной. При комнатной температуре все МУА уходили к стоком, а обедненные зоны оказывались намного меньше размера при концентрации вакансий в них ~ 20 ат.%. Наличие примесей обусловливало еще большее изменение параметров обедненных зон ( ~ 30 ат.%, объем ~ ). Однако МУА атомы не уходили на стоки. Они захватывались атомами примеси и стабилизировались вблизи границы зон. При этом их удаленность от ближайших (периферийных в обедненных зонах) вакансий составляла 10÷50 . Следует отметить, что развитие каскадов смещений атомов не является обязательным следствием всякого рода облучения. Все зависит от величины максимальной энергии, которую могут передать атомам мишени бомбардирующие частицы. Так, электроны и - кванты при любых энергиях способы создавать лишь единичные и точечные дефекты, то есть передавать атому матрицы энергию, немного превышающую пороговую Е_d. Это связано с большой разницей в массах между электроном и атомом матрицы. Сростом дозы облучения, ранее изолированные обедненные зоны начинают перекрываться. Часть МУА, благодаря их подвижности, объединяется в дислокационные петли. Области обедненных зон с высокой концентрацией вакансий преобразуются в микропоры или дислокационные поры вакансионного типа.

Согласно существующим представлениям, имеется некая предельная концентрация вакансий в обедненной зоне (~ 40÷50 ат.%). Превышение этой концентрации ведет к «схлопыванию» зоны в петлю. В то же время, экспериментальные исследования показывают, что одновременное существование в облученном металле дислокационных петель обоих типов маловероятно. Чаще всего в металлах, облученных при температуре (0,3÷0,5)Т_пл, присутствуют микропоры и дислокационные петли межузельного типа. Облучение металлов и сплавов может обеспечить высокую подвижность точечных дефектов и атомов примесей даже при низкой температуре. Необходимая для миграции энергия воспринимается при взаимодействии с излучением. Возникает так называемая радиационно-стимулированная диффузия в металлах. Облучение, таким образом, может способствовать отжигу созданных им самим дефектов, т.е. быть одновременно причиной их рождения и гибели.

Однако даже простейший случай, характеризующийся введением в материал лишь изолированных вакансий и междоузельных атомов, как это происходит, например, при облучении электронами или гамма-квантами с энергией несколько мегаэлектрон-вольт (МэВ), приводит к достаточно сложным изменениям свойств облученного материала. Классическим примером можно считать исследование изменения электросопро­тивления металлов после электронного облучения. Анализ кривых отжига электросопротивления после низкотемпературного облучения показывает, что возврат происходит сложным образом, в несколько стадий, с различными энергиями активации. Причем картина услож­няется при исследовании не чистых отожженных металлов, а, напри­мер, сплавов или металлов, прошедших специальную обработку перед облучением. А ведь единственной причиной изменения электросо­противления в данном случае являются радиационно введенные изо­лированные вакансии и междоузельные атомы, равномерно распре­деленные по объему.

Следует отметить, что облученные тяжелыми заряженными частицами (напр. -частицы) сопровождается наработкой в режиме значительного количества газа. Это, в частности, может происходить и в результате ядерных реакций и за счет облучения ионами газа. Атомы газа могут объединяться в различные комплексы с вакансиями, межузельными атомами, оседать на границах зерен, заполнять ядра дислокаций и поры. Если температура металла такова, что допускает диффузию атомов газа по решетке, газ в металле частично перераспределяется, частично выходит из него. Удаление его полностью достаточно трудно. Однако, чем сильнее нагрет метал, тем больше газа из него выходит. Этот процесс можно проследить по графику газовыделения и определить распаду каких комплексов соответствует пик выхода газа, оценить энергию связи этого комплекса (рис. 3.1).

Рис.3.1. Процесс газовыделения из облученных металлов

Еще сложнее картина радиационных повреждений при облучении тяжелыми частицами, способными передавать атомам материала гораздо большую энергию, чем необходимо для их смещения из узлов решетки. Наиболее распространенным и практически важным случаем яв­ляется нейтронное облучение. К настоящему времени уже накоплен значительный материал по влиянию облучения быстрыми нейтронами на повреждение структуры металлов. При соударении с атомом металла нейтрон с энергией 1 МэВ может передать атому энергию до 5.10⁴ эВ, что гораздо выше, чем необходимо для смешения атома из узла решетки (20—50 эВ). Высокая энергия выбитого атома вызы­вает качественное изменение характера повреждений. Происходит развитие каскадного процесса, в который вовлекаются многие сотни атомов. Плотность дефектов в областях каскадов гораздо выше, чем в остальной части кристалла, и, кроме того, важную роль начинают играть эффекты, связанные с кристаллическим строением металлов (фокусировка, замещающие столкновения, каналирование). Это при­водит к формированию характерной субструктуры самого каскада, которую нельзя рассматривать просто как область с высокой кон­центрацией точечных дефектов. Образование каскада смещений происходит за очень короткое время, порядка 10^-13с. В течение последующих I0^-11c происходит рассеяние основной части энергии соударений и формируется струк­тура каскада. Этот процесс и определяет в конечном счете число и пространственное распределение дефектов, остающихся в кристалле и ответственных за вызванное облучением изменение физических свойств.

В свое время высказывались различные предположения о харак­тере распределения дефектов в области каскада. Однако наиболее плодотворной оказалась идея Зеегера, который на основании весьма скудного фактического материала предположил, что в ядре каскада смещений образуется пересыщенная вакансиями область — так на­зываемая обедненная зона. Междоуэельные атомы за счет замещающих столкновений (динамический кроудион) и каналирования уходят на периферию каскада. Концепция обедненных зон, выдвинутая Зеегером для объяснения эффекта радиационного упрочнения, в настоящее время подтверждена прямыми наблюдениями в автоионном микроскопе и вычислительным моделированием. Важным следствием этой модели является возможность образования вакансионных скоплений в области ядра каскада и их последующего коллапса с образованием вакан­сионных дислокационных петель.

Для расчета повреждений в кристалле важно знать спектр пер­вичной отдачи, который значительно различается при бомбардировке различными частицами. В случае электронов с энергиями, достаточ­ными для того, чтобы произвести нарушения, их взаимодействие с атомами решетки можно достаточно хорошо описывать обычным кулоновским потенциалом, пренебрегая экранированием. При этом максимально возможная передаваемая энергия отдачи для электронов с энергией 1 МэВ составляет около 50 эВ (для массы смещаемых атомов M₂ = 50), т.е. чуть больше пороговой энергии смещения. Другой важный случай - облучение нонами. Бомбардирующие ионы можно разделить на три класса: быстрые легкие ионы, такие, как протон, дейтрон или альфа-частицы с энергиями более 1 МэВ; тяжелые ноны с высокой энергией порядка сотен МэВ. которые испускаются при ядерном распаде - так называемые осколки деления; тяжелые ионы с энергией меньше 1 МэВ, ответственные за поверхностное распыление твердых тел, н первичные атомы отдачи.

Быстрые легкие ионы взаимодействуют с веществом, как и электроны, по простому кулоновскому закону, что приводит к закону рассеяния Резерфорда. Вследствие этого, несмотря на то, что мак­симально возможная передаваемая легкими ионами энергия выше, чем для электронов, происходит передача в основном малых энергий и, следовательно, развитие каскадного процесса маловероятно. Ос­колки деления способны передавать атомам вещества энергию порядка 10³ эВ, и при такой энергии первично выбитого атома, конечно, происходит образование каскадов смещения. Низкоэнергетические тяжелые ионы также способны передавать энергию порядка 10³ эВ. Этот процесс с интересующей нас точки зрения образования дефектов отличаются от осколков деления, главным образом, объемной плот­ностью и распределением вводимых дефектов, так как их пробег в веществе примерно в 10 раз меньше, чем у осколков деления.

Практически важным является случай нейтронного облучения. Нейтроны с энергией выше 10² эВ уже могут производить нарушения в прямом столкновении. Быстрые нейтроны с энергиями порядка 1 МэВ могут передавать энергию 10⁵ эВ и весьма эффективно по­рождают каскады смещений. Для тепловых нейтронов важным, если не доминирующим, меха­низмом образования дефектов могут быть ядерные реакции, так как сечения реакций могут даже превосходить сечение упругих столкно­вений. При энергии нейтронов порядка электрон-вольта или долей электрон-вольта сечения реакций с тепловыми нейтронами могут быть крайне велики 10³ барн. Для сравнения: сечения упругого рас­сеяния быстрых нейтронов составляют единицы барн, в то время как при прямом столкновении такие нейтроны не в состоянии произ­водить смещения.

Продукты ядерных реакций во многих случаях имеют весьма высокую энергию (от сотен кэВ до сотен МэВ) и способны эффек­тивно вводить повреждения в кристаллическую решетку металлов. Введение в металл повреждений возможно также и при гамма-облучении, однако практически гамма-кванты являются весьма слабым ис­точником повреждений. В принципе при гамма-облучении возможна передача импульса непосредственно ядру при ядерном эффекте Комптона, однако для этого энергия фотона должна быть не меньше 100 МэВ. Основным же механизмом введения повреждений при гамма-облучении являются непрямые процессы, в которых образуются быстрые электро­ны: фотоэффект, эффект Комптона и рождение пар. Эффективность того или иного процесса зависит от массы облучаемого материала и энергии фотонов. Для легких элементов при Е_г < 10 МэВ наиболее важен эффект Комптона, для тяжелых существенным является фото­эффект, а при энергиях гамма-кванта выше - 5 МэВ - рождение пар. В зависимости от вида облучения меняется не только энергети­ческий спектр первично выбитых атомов, но и их пространственное распределение, что связано с различной проникающей способностью разных частиц. Так, например, хотя энергетические спектры отдачи при облучении тяжелыми ионами и нейтронами деления весьма схожи, расстояние между первичными атомами отдачи при нейтронном облу­чении почти в 10 раз больше.

Таким образом, в зависимости от вида и энергии бом­бардирующих частиц, вводимые в материал повреждения могут быть различны и по виду, и по распределению их в объеме материала. Поэтому весьма важной является задача адекватного сравнения резуль­татов, полученных при различных видах облучения. Она тесно сопри­касается с проблемой моделирования одного вида облучения другим. В частности, в связи с началом интенсивных работ по созданию материалов для узлов и деталей реактора термоядерного синтеза очень актуальной стала задача моделирования воздействия нейтронов синтеза (их спектр имеет максимум при энергии 14 МэВ) другими, более доступными видами облучения.

Одним из параметров, удобных для сравнения результатов разного вида облучений, является число смещений, претерпеваемых каждым атомом материала за время облучения - смешения на атом (dpa = displacement per atom). Этот параметр характеризует не только общую дозу облучения, но и эффективность создания повреждений при данном виде облучения. Число смещений на атом в единицу времени характеризует интенсивность облучения и равно числу стабильных к атермической рекомбинации пар Френкеля, образуемых в единицу времени на каждый решеточный атом. Однако следует относиться с осторожностью к моделированию воздействия 14 МэВ нейтронов дру­гими видами облучения, коррелирующих лишь по числу смешений, из-за одной важной особенности - возможности протекания транс­мутационных превращений. В результате ядерных реакций могут образовываться, в частности, атомы газов, труднорастворимых в материале, что существенно в большей частью отрицательно ска­зывается на его свойствах. Из-за гораздо большего сечения реакций для нейтронов синтеза по сравнению с нейтронами деления результаты облучения последними могут быть весьма далеки от реально ожи­даемых результатов воздействия нейтронов синтеза.

Дальнейшее поведение введенных при облучении в металл то­чечных дефектов в самом общем случае зависит главным образом от температуры и структуры самого материала. Известно, что энергия миграции вакансий и междоузельных атомов значительно отличается друг от друга, например для меди они равны 1,0 и 0,05эВ соот­ветственно. При этом в отличие от случая термической диффузии вакансии и междоузельные атомы при облучении вводятся в материал в одинаковых количествах. Ясно, что в зависимости от температуры эффект облучения будет разным. Низкотемпературное облучение позволяет замораживать почти все введенные дефекты, которые при последующем отжиге начинают мигрировать и взаимодействовать друг с другом и с имеющимися в материале стоками. При высокотемпературном облучении такого рода взаимодействие происходит уже в процессе облучения, и состояние материала после облучения будет характеризоваться меньшей кон­центрацией дефектов. По-разному происходят и процессы захвата дефектов в этих двух случаях. Схематично можно проиллюстри­ровать возможную судьбу введенных облучением дефектов на примере меди как. пожалуй, самого изученного в настоящее время материала.

Прямые электронно-микроскопические наблюдения указывают на появление в облученной меди скоплений дефектов и дислокационных петель. Большинство исследований было выполнено при нейтронном, ионном н электронном облучениях, и характерно, что во всех случаях главные особенности изменения структуры меди одни и те же. Отме­чалось появление скоплений дефектов и дислокационных петель как вакансионного, так и междоузельного типа. Образование дефектов вакансионного типа наблюдалось в основном при температурах облу­чения от комнатных и выше. Дефекты междоузельного типа образо­вывались в большинстве случаев при более низких температурах облучения.

Анализ экспериментов, проведенных с помощью высоковольтных электронных микроскопов, позволяет предложить следующую схему образования вторичных радиационных дефектов в меди: вследствие гораздо большей подвижности междоузельные атомы быстро собира­ются в скопления и образуют дислокационные петли, которые в про­цессе облучения довольно быстро вырастают до заметных размеров. Образование вакансионных скоплений и петель проходит более мед­ленно. Этот процесс температурно зависим; обычно образование дефектов вакансионного типа при прочих равных условиях происходит при более высоких температурах и эти дефекты имеют меньшие размеры, чем дефекты междоузельного типа. Такая схема хорошо согласуется с общими физическими представлениями о температурных интервалах и особенностях отжига электросопротивления в облу­ченной электронами меди.

III стадия отжига, связанная с миграцией радиационных вакансий, лежит в интервале 200-300К, что согласуется с результатами темпе­ратурной зависимости образования вакансионных скоплений. Прямое наблюдение влияния отжига при 150°С на структуру меди, облу­ченной быстрыми нейтронами при 40°С. весьма наглядно подтверж­дает изложенную схему, С увеличением времени отжига обнаружено увеличение доли петель вакансионного типа от 14% в облученном состоянии до 40% после 4 ч отжига. Одновременно происходит умень­шение размеров петель междоузельного типа.

Результаты электронномикроскопических исследований подтверж­даются н другими методами. Исследуя изменении диффузного рас­сеяния рентгеновских лучей, параметра решетки и электросопротив­ления облученной нейтронами при 4,6К меди при отжиге, было установлено, что во время облучения образуются скопления междо­узельных атомов, большей частью объемные, размером 3 нм. При отжиге происходит их рост, а в области температур 30-68К скоп­ления перестраиваются в дислокационные петли. Вакансионные скоп­ления начинают образовываться при температурах выше 150 К. При сравнении результатов электронно-микроскопических иссле­дований различных авторов довольно часто встречаются несовпаде­ния, а то и прямые противоречия. Одной из причин этого могут быть различия в чистоте исследуемого материала. Так, например, только за счет различной обработки облученных образцов, приводящей в одном случае к небольшому окислению, а в другом - окисления нет, можно получить дисло­кационные петли различной природы - вакансионные для окисленных и междоузельные для чистых образцов. Такое различие объясняется образованием комплексов примесь (например, О)-вакансия, об­ладающих более низкой энергией миграции, чем моновакансии. Миг­рация таких комплексов либо способствует образованию вакан­сионных петель, либо замедляет образование междоузельных петель за счет аннигиляции с междоузельными атомами. При исследовании облученной в высоковольтном электронном микроскопе меди обна­ружено образование вакансионных петель 3 нм в образцах, содер­жащих примесные добавки, в то время как в чистой меди вакан­сионные петли отсутствовали. Объяснение этого эффекта вполне аналогично.

Таким образом, ясно, что присутствие неконтролируемой примеси может существенно изменить картину эволюции микроструктуры ма­териала во время облучения. Кроме того, следует заметить, что, привлекая результаты электронно-микроскопических исследований для объяснения результатов, полученных на массивных образцах, следует проявить осторожность, так как вследствие ограниченной толщины возможно искажение истинной картины электронно-микроскопических образцов за счет влияния свободной поверхности.

Изменение свойств материалов активной зоны реакторов АЭС обусловливается в основном радиационными дефектами различного типа и размера, создаваемыми нейтронами реакторного спектра с энергией от 0,1 МэВ. При соударении с атомом решетки нейтрон передает ему максимальную энергию (для материала среднего атомного веса) - от сотен килоэлектронвольт до одного мегаэлектронвольта, выбивая его из регулярного положения в кристаллической решетке. При этом в решетке образуется вакансия. Если первично выбитый атом (ПВА) получает энергию, большую некоторой энергии Е_i, то де­фектов он почти не создает и его энергия затрачивается на ионизацию атомов вещества. После замедления ПВА до энергии, меньшей Е_i, ионизации нет, и энергия атома тратится на создание дефектов. Величина Е_i приблизительно равна атомному весу материала, выра­женному в килоэлектрон-вольтах (кэВ). Например, для железа Е_i = 56 кэВ. Каждый ПВА инициирует целую последовательность (каскад) вто­ричных, третичных и т.д, смещений, пока вся энергия ПВА не уменьшится до величины E_d, недостаточной для выбивания атома из узла кристаллической решетки. Пороговая энергия E_d образования смещения составляет величину около 25 эВ. Согласно самой ранней и простой модели Кинчина—Пиза, ПВА с энергией Е < Е_i, создает v - E/E_d пар Френкеля (междоузельный атом-вакансня). Таким образом, число смещений, производимых в единице объема материала за время t, будет

d = N₀vt. (3.1)

где N_o — число атомов в единице объема; — поток нейтронов; — сечение упругого взаимодействия нейтрона с ядром атома среды. Непрерывное образование дефектов сопровождается непрерывным же возвращением атомов в узлы кристаллической решетки. За время t каждый атом окажется смещенным из узла d/N_o раз, т.е.:

у = d/N_o = vt.(3.2)

Этой величиной часто характеризуют степень радиационного пов­реждения материала (вместо флюенса нейтронов t). Отношение y/t - коэффициент перехода одних единиц в другие. Для материалов с атомным номером 50, значением E_d - 25 зВ, сечением образования смешения =2.10^-24 см² и при спектре нейтронов деления = 2.10^-21 см². Однако и v являются функциями материала н спектра нейтронов, поэтому точное определение числа смещений на атом для данного флюенса нейтронов затруднительно. Обусловлено это тем, что дефекты в каскадах (вакансии и междоузельные атомы) способны анниги­лировать друг с другом за время порядка 10^-9 - 10^-10с и реальное число смещений оказывается гораздо меньше вычисленного по формуле Кинчина-Пиза.

Действительно, размер каскада около 100А, он охватывает около 10⁵ атомов, и в этой области выделяется энергия ПВА порядка Е_i, (до сотен килоэлектрон-вольт). В результате материал в объеме каскада оказывается сильно разогретым на короткое время, кото­рого, однако, достаточно для отжига значительного числа радиа­ционных дефектов, уменьшающего их количество в каскаде иногда на порядок.

Термодинамически равновесная концентрация вакансий в обычных металлах дается выражением N_eV = N₀exp(E_jv/kT), где (Е_jv = 1 эВ), при температуре около 500°С N_eV = 5.10¹⁶ см^-3. Концентрация же ра­диационно- созданных вакансий может превосходить эту величину на много порядков, т.е. облучение является мощным средством создания в материале сверхравновесных концентраций вакансий и междо­узельных атомов. Энергия образования междоузельного атома E_fl = 4 эВ, т.е. больше энергии образования вакансий, поэтому терми­чески равновесная концентрация междоузельных атомов N_ei « N_ev.

Типичные величины энергии активации миграции вакансий и междо­узельных атомов составляют соответственно E_mv = 1 эВ и E_mi = 0,4 эВ. При температурах около 500*С оба типа дефектов подвижны, и в силу пересыщения решетки вакансиами и междоузельными атомами в ней могут возникать скопления этих точечных дефектов. Скопление вакансий приводит к образованию вакансионных пор, а скопления междоузельных атомов образуют дополнительные экстраплоскости, ограниченные краевыми дислокациями. Эти дефекты (скопления) и определяют изменение свойств материалов.

Применение электронной микроскопии позволяет подразделить радиационное повреждение на три вида в зависимости от температуры облучения. При температурах ниже ~ 1/3Т_пл наблюдаемое повреж­дение выражается в форме малых скоплений дефектов размером несколь­ко сотен нанометров. Их наблюдают после облучения флюенсамн нейтронов 10¹⁸-10²⁰ нейтрон/см², и эта картина не меняется вплоть до 5 .10²² нейтрон/см² и, по-видимому, выше. В температурном интервале (1/3—1/2) Т_пл формой повреждения являются поры размером до нескольких тысяч нанометров и дисло­кационные петли внедрения. Изменение этой структуры - предмет изучения в связи с явлением распухания. При высоких температурах, выше - 1/2 Т_пл, радиационное повреждение связывается с осо­бенностями старения и других радиационно-стимулированных про­цессов.

Как было указано выше, первичным процессом, возникающим в результате облучения ядерными частицами твердое тело, это – смещение атомов твердого тела из их нормального положения до облучения. Для оценки числа таких смещений необходимо знать механизм смещения атомов при непосредственном взаимодействии с бомбардирующими частицами и механизм последующих смещений, производимых первично смещенными атомами.

Чтобы рассчитать число смещенных атомов, необходимо оценить величину энергии, требуемой для необратимого смещения атома из узла кристаллической решетки в какое-либо промежуточное положение. Обозначим минимальную энергию, необходимую для такого смещения, через . Эту величину можно оценить исходя из следующих соображений. Энергия сублимации атома или иона в твердом кристалле . Энергия связи внутреннего атома ~ 10 эВ. Выбиваемый в результате облучения атом получает резкий удар и переходит в межузельное положение, не имея возможности вернуться обратно. Причем, атом перемещается не по линии наименьшего сопротивления и соседние атомы не успевают релаксировать. Разумной оценкой для величины затрачиваемой энергии будет ~ 4-5 Е_с, то сеть 20-25 эВ. Следовательно, Е_д = 25 эВ.

Величину Е_д можно измерить, используя для этого моноэнергетические электроны с МэВ. При этом определяется минимальная кинетическая энергия, необходимая для изменения свойств вещества, и таким образом получается значения Е_д . Результаты измерения зависят от применяемого метода. Наиболее чувствительным методом является определение времени жизни носителей, который дает самую низкую величину Е_д . Расчетные значения Е_д для меди дают значения от 18 до 43 эВ. Оценка величины Е_д необходимо для расчета минимальных значений энергий различных бомбардирующих частиц для смещения атомов кристалла. В соответствии с классической нерелятивистской механикой при упругих столкновениях частица с массой и с кинетической энергией может передать покоящейся частица с массой максимальную энергию , равную

(3.3)

Минимальная величина энергии , которая необходима для передачи энергии Е_д, равна

. (3.4)

Данное рассуждение неприменимо для электронов и гамма – квантов. В случае электронов значение настолько велико, что необходимо для вычисления использовать релятивистскую механику:

(3.5)

где -масса электрона; -скорость света.

Гамма - кванты непосредственно не смещают атомы. Они передают свою энергию электронам атома, которые в свою очередь, сталкиваясь с атомами решетки, приводит к их смещению. Таким образом, минимальная энергия -квантов , необходимая для смещения атома, определяется из условия, что фотон, полностью поглощенный электроном, сообщает ему энергию, равную . Кинетическую энергию электрона до поглощения -кванта можно не учитывать. Тогда минимальная энергия -кванта, необходимая для смещения атома равна

(3.6)

Оценка энергии, затрачиваемой для смещения атома необходима для расчета полного числа смещений, вызываемых различными бомбардирующими частицами. Сечение образования первично смещенного атома фотоном с энергией будет равно

(3.7)

Действительные процессы, происходящие при образовании смещений под действием рентгеновского и др. фотонных излучений, еще не выяснены окончательно и могут сильно отличаться для разных материалов. Вместе с тем подобное процессы образования дефектов не кажутся существенными в кристаллах с металлической и ковалентной связью.