Дегтяренко Свойства дефектов и их ансамблей, радиационная 2011

4.6. Имитационные соотношения для модельных спектров ПВА

=

Рассчитаем эквивалентные дозы в двух модельных случаяхI= соответствующих нейтронному и ионному монохроматическому= облучениюK= При облучении ионами плотность вероятности= образования ПВА с энергией= Е= Eспектр ПВА F =грубо можно = аппроксимировать гиперболической зависимостью= NLЕI= которая=

обрезана снизу энергией образования одного дефектаb= E= Z =q = ~=

N d

ORэВFI= а сверху= –= максимальной переданной энергией= Еpº Еm~xI= заJ висящей от масс налетающих ионов и атомов мишениK=

При облучении нейтронами сечение рассеяния слабее завиJ сит от переданной энергииK= Рассмотрим модельный случай равенJ ства вероятностей передачи любой энергии от= ЕN до= ЕnI= которая= определяется как и=Еm~xK=

Размер каскадаI=как отмечалось вышеI=равен или пропорциJ онален длине пробега ПВАI= которая в свою очередь пропорциоJ нальна энергии ПВАI=следовательноW==

o Zconst K= b

Количество дефектов в каскаде также пропорционально энергии=

зависят от налетающих частиц и связаны только с составом и = структурой мишениK= Таким образомI= с учетом= kEbF =Z =σ Eb =J =bMF= EQKPPF= можно переписать в видеW=

N8P=

=

Сразу можно заметитьI=что в рамках данной моделиI=если совпадаJ ют средние концентрации= áCñI=то совпадают и интегралы=φNI=а это= значитI=что совпадают и критические температурыK=СледовательноI= условие эквивалентных доз облучения для критической температуJ ры записывается в стандартном виде равенства средних концентраJ ций дефектов=

b=соотношение между=ρN и=ρnI=аI=следовательноI=флюенсами=ФN и=Фn= для эквивалентных доз по критическому току отличается от услоJ вия эквивалентности для критической температурыK=

=

4.T. Детальные расчеты характеристик поля повреждений

при облучении тонких пленок сверхпроводников А1R ионами и нейтронами

Спектры первично выбитых атомов= ПВАE F= имеют определяJ ющее значение для расчета радиационной повреждаемости материJ аловK= СледовательноI= в реальных ситуациях нельзя ограничиться= модельными результатамиI=представленными в предыдущем раздеJ леK=Для сопоставления воздействия различных видов облучения на= сверхпроводящие пленки и конструкционные материалыI испольJ зуемые при создании сверхпроводящих магнитных систем необхоJ димы более детальные и достоверные расчетыK=С этой целью в данJ ном разделе представлены результаты расчеты радиационных деJ фектовI= проведенные с помощью разработанного комплекса проJ граммI=основных на идеологииI= частично представленной вышеK= В= рамках этих расчетов также детально учитывается возможность= образования субкаскадных структур при облучении быстрыми чаJ стицамиK==

N8R=

=

Одной из основных характеристик сверхпроводящих свойств= является температура сверхпроводящего перехода= ТсK= В настоящее= время теоретически уменьшение критической температуры соедиJ нений АNR= при введении дефектов кристаллической структуры= объясняется==изменением плотности числа состояний электронов на= уровне ФермиK= Это подтверждается и прямыми=~bJinitio=расчетами=

иэкспериментальными даннымиK=

Сэтой точки зрения=Тс должна быть универсальной функциJ ей средней концентрации дефектов в образце= áCñI= испытывающей=

слабые вариацииI= связанные с неоднородностью дефектной струкJ турыK= Поэтому при облучении сверхпроводника нейтронами= и ионами до флюенсовI при которых концентрации дефектов равныI= следует ожидать одинакового падения критической температурыK= Обычно вместо концентрации дефектовI= для нахождения которой= необходимо рассматривать процессы рекомбинацииI= пользуются= концентрацией смещенных атомов=CdI=полагаяI=что существует соJ ответствие между этими величинами= CdZkndK= Реально это соответJ ствие может в значительной степени зависеть от вида каскадной= структуры=Eразмеров каскадов и концентрации дефектов в нихFK==

С другой стороныI=существует кластерная модель деградации= ТсI=предполагающаяI= что в каскадных областях сверхпроводимость= полностью= Eили частичноF= разрушенаI= а падение= Тс связано =с увеличением объемной доли кластеров в образцеK=Легко видетьI=что= это соответствует рассмотренному в предыдущем разделе случаю= плотных каскадов иI=следовательноI=Тс должна быть универсальной= функцией относительного объема каскадных областейK==

=

4.T.1 Учет субкаскадной структуры повреждений=

=

ОднакоI= при больших энергиях ПВА возможно образование= вдоль их трека субкаскадной структуры I =тK =еK =о расщеплении= каскада атомных столкновений на отдельныеI=не связанные между= собой субкаскадыK= Формально учет субкаскадов сводится= к пересчету спектра для ПВАI= энергия которых выше пороговой= энергии образования субкаскадовI= на их спектр после рассеяния и= спектр выбитых ими атомовK=Пусть спектр ПВА=

N8S=

=

рассеяния на атомах мишениK=Тогда после первого рассеяния ПВА= с энергией больше=Еp=–=граничной энергии образования субкаскадJ ной структуры= –= спектр движущихся атомов будет даваться форJ мулой=En=Z=NFW=

спектр всех частицI=которые имеют энергию меньше=Еp и образоваJ ны при выбивании атомов мишени частицами первоначального= пучка и выбитыми атомами с энергией больше= ЕpK= Эти частицы= инициируют в образце каскады атомных столкновенийI=и на основе= этого спектра рассчитываются характеристики поля дефектовK=

Эта процедура значительно меняет объемы каскадных= областей и корреляционные функции дефектной структурыI=так как= учитывает неоднородность каскада атомных столкновений при= больших энергиях ПВА. Однако на среднее значение концентрации= дефектов учет субкаскадной структуры практического влияния не= оказываетK=

=

4.T.O. Расчеты для монохроматического ионного облучения

=

Расчеты на ЭВМ для монохроматического ионного излучеJ ния и определенной пары= …ион-мишень»= позволяют получить поJ тери на электронное и ядерное торможениеI= полный и проектный= пробегиI= их разбросыI= энергетические потери на создание повреJ жденийI= распределение по размерам зон повреждений с учетом= возможного образования субкаскадных структурK=

представлении Линхарда и сечениеI= определенное Зиглером из поJ тенциала МольераK= Электронные потери учитываются по полуэмJ

N8T=

=

пирическим соотношениямI= дающим хорошие результаты в широJ ком диапазоне пар ион-мишень и различных энергиях ионовK=В осJ нове метода расчета профиля повреждений и профиля имплантироJ ванных частиц лежит предположение об аппроксимации спектра= движущихся частиц гауссовским распределениемI= относительно= средней энергии на некоторой глубине в образцеK==

Результаты расчетных параметров для ионного облучения= приведены в таблице=QKNW=

=pеI =pkI =pi= –= потери энергии облученного иона на возбуждение= электронной подсистемыI= на ядерные столкновения и на создание= радиационных дефектовX==

op ºázñI== op º ázO ñ-ázñO –=средний проективный пробег и разJ

брос проективных пробегов ионовX==

pGEMF= –= потери на создание дефектов в приближении тонкой= мишениX==

cG=–=флюенсI=соответствующий числу смещений=Сd=Z=NI=рассчиJ танный в приближении тонкой мишени= EЕd= Z= OR= эВ= –= энергия на= одно смещениеFK=

Вторым этапом расчетов являлось определение структуры= поля поврежденийI= т.еKI= напримерI= размеров каскадовI=рожденных= ПВАI=ВВАK==

Рассчитаны зависимости относительного изменения= критической температуры= kbPpn= от числа смещенных атомов = и объемовI= занятых каскадными областямиK= Использовались данные= по облучению= kbPpn =нейтронами с энергиями выше= NMM =кэВ и= N = МэВI= протонами с энергиейTR =кэВI =α-частицами с энергиями= O = МэВK =OIR =МэВI =PIS =МэВI =ионами кислорода с энергией= OR =МэВ и= ионами Не с энергией= NIRS= МэВ= EрисK= Q.QFK= Использовались два= варианта дифференциального сечения взаимодействияW= сечение=

Томаса-Ферми в аналитическом представлении Линхарда= и сечениеI=определенное ЗиглеромI=из потенциала МольераK==

=

N88=

=

4.T.P. Расчет спектров ПВА для нейтронного облучения=

=

= При нейтронном облучении в связи с большой длиной=их= свободного пробега и относительно слабой=зависимостью поперечJ ного сечения рассеяния от переданной энергии в образце наблюдаJ ется ярко выраженная каскадная структураK=Средняя энергия перJ вично выбитых атомов=EПВАF=для нейтронов с энергией=N=МэВ соJ ставляет десятки кэВI=что приводит к образованию каскада атомJ ных столкновений с участием сотен атомовK=При ионном облучеJ нии расстояние между ПВА на несколько порядков меньшеI=а их= средняя энергия не превышает=N=кэВK=В то же время при облучении= нейтронами возможно появление ПВА с энергией более=NMM=кэВI= что приводит к образованию в этихI=относительно редких случаяхI= субкаскадной структурыK==

Для нейтронов реакторов деления и==будущих термоядерных хаJ рактерно наличие широкого энергетического спектраK= Расчетный= спектр нейтронов ТЯР после защиты в области=CjC= простирается= до энергии= NQ =МэВK =Для нейтронов таких энергий существен неJ упругий канал образования ПВАK==

С целью расчетов спектров ПВА для реального спектра нейтроJ нов использовался комплекс программI=учитывающих упругое расJ сеяние нейтронов на атомах мишени в рамках модели параметриJ зованного фазового=анализа и неупругое рассеяние в модели ГрайJ мса и другихK=

Основные выводы расчетов первого этапа = Eспектра ПВАF = заключаются в следующемW==

·при энергиях нейтронов=Еп=[=R=МэВ в дифференциальном сечеJ нии упругого рассеяния= EугловомF= проявляются дифракционJ ные максимумы= EтK= еK= рассеяние таких нейтронов становится= неизотропным и отличным от упругих шаровFX==

·с ростом энергии нейтронов относительная величина неупругоJ

го рассеяния возрастаетI=для=Еn=[=T=МэВ на спектре ПВА проявJ ляется максимум при энергии=Т=~=NMR эВX

æ dσ ö

· при=Еn=[=T=МэВ зависимость= çq ÷ имеет два максимумаI=т.еK=

è dq ø

существуют две группы ПВАW=с энергией=NMQ эВI=образованные= в упругих столкновениях нейтронов с атомами веществаI= и с=

NVM=

=