LibRar.Org.Ua — Бібліотека українських авторефератів

Загрузка...

Головна Технологія металів. Машинобуд. → Пошарова вторинно-електронна спектроскопія монокристалічних сплавів

основі розробленої методики НПА методом ІС в якості приклада було досліджено сплав Pt80Co20 грані (100) і (111) в неупорядкованому стані. Виявилось, що верхній шар обох граней складається з чистої платини і практично не містить атомів кобальту. Більше того, спостерігаються сильні орієнтаційні ефекти, які впливають на протяжність осциляцій концентрації платини для граней (100) і (111). Як показав розрахунок, глибша осциляція складу спостерігається для більш "рихлої" грані (100), яка зачіпає склад по глибині аж до восьмого атомного шару. Тоді як для щільноупакованої грані (111) ці зміни закінчуються на п'ятому шарі.

Одна з цілей даної роботи полягала в дослідженні кінетикитермостимульованої поверхневої сегрегації при відпалі сплаву Pt80Co20(111) в інтервалі температур Т = 340 – 7000С і визначенні основних параметрів дифузії сегрегуючих елементів з використанням методу ІС. Для кожної вибраної температури з певним часовим інтервалом вимірювали спектри іонізаційних втрат платини ΔЕPt = 54 еΒ та кобальту ΔΕCo = 62 еΒ при Е0 = 250 еВ (3-4 моношара по глибині). По кінетичним залежностям сегрегації атомів Со визначили середні значення коефіцієнтів дифузії Со при різних температурах, порядок яких відповідає об'ємним значенням дифузії. За цими результатами була побудована температурна залежність коефіцієнта дифузії кобальту в сплаві Pt80Co20(111), з якої був визначений предекспоненціальний множник D0 = 5,1 м2·с-1 і енергія активації Еa = 327 22 кДж/моль, значення якої близьке до теплоти сублімації чистого кобальту 309,73 кДж/моль.

У стані термодинамічної рівноваги сегрегації компонентів сплаву Pt80Co20(111) при кожній вибраній температурі Т були виміряні іонізаційні втрати Со і Pt в інтервалі енергій первинного пучка електронів 200 ≤ Е0 ≤ 600 еВ. Результати пошарового відновлення по запропонованій методиці НПА за даними ІС показані на рис. 2.

Підвищення температури нагріву зразка до 340-4000С супроводжується незначною сегрегацією атомів Co з об'єму сплаву, але перший шар як і раніше складається з чистої Pt. При температурі нагріву 5500С було виявлено характерне утворення в перших трьох атомних шарах сандвіч-подібної структури типу Pt/Co/Pt. Як видно з рисунку, в процесі нагріву зразка відбувається вирівнювання осциляцій у глибоколежачих шарах до об'ємного значення концентрації сплаву, хоча перший шар як і до того складається з чистої Pt аж до Т = 6000С. Як і передбачалося, подальше підвищення температури нагріву зразка (Т = 7000С) вище точки Курнакова поступово призводить до повного згладжування осциляцій.

Згідно фазовій діаграмі Co-Pt в системі існує фазовий перехід порядок-безпорядок, при якому формуються упорядковані фази 1 і 2. Отже, починаючи з Т = 8500С протягом 10 годин сплав повільно охолоджували до кімнатної температури. В результаті був одержаний хімічно упорядкований сплав по типу L12. Про це свідчить поява додаткових надструктурних рефлексів на дифракційній картині при Е0 = 112 еВ (рис. 3, а). Результати пошарового відновлення для упорядкованого стану показали, що перший атомний шар складається з Pt, а всі інші атомні шари мають близькі до об'ємних значень концентрації сплаву. При зондуванні поверхні електронами з енергією 58 еВ

(≈2 моношара) була знайдена надструктура р(2х2) (рис. 3, б). Ми припускаємо, що поява додаткових надструктурних рефлексів на дифракційній картині викликана одночасним накладанням двох явищ: упорядкування сплаву і реконструкція поверхні. В процесі упорядкування сплаву Pt80Co20(111) параметр ґраток буде зменшуватися по відношенню до неупорядкованого стану, а значить атомам платини, якими збагачено перший шар, енергетично буде вигідно утворити на поверхні реконструйовану р(2х2) баклінг-структуру.

В рамках моделі постійної енергії зв'язку взаємодії найближчих сусідніх атомів методом Монте-Карло моделювання теоретично досліджена поведінка термостимульованої сегрегації для поверхні (111) сплаву Pt80Co20. В цілому, загальні результати моделювання поверхневого складу сплаву Pt80Co20(111) показали хорошу узгодженість з експериментом.

У четвертому розділі досліджено динамічні характеристики поверхневої гратки сплаву Pt80Co20(111) методом ДПЕ, де вимірювали залежність інтенсивності дзеркального відбитого пучка електронів (00) в інтервалі температур 300 – 1200К. В умовах термодинамічного рівноважного складу поверхні при заданій температурі нагріву сплаву, інтенсивність дзеркального пучка доводилася до максимального значення за рахунок варіювання Е0, що дозволяло врахувати теплове розширення гратки атомів і інші енергетичні зміщення.

Після визначення температурних залежностей I00(Т), для (00) рефлексу був побудований графік Дебая-Валлера у вигляді (рис. 4). Якщо вважати, що як в поверхневому шарі так і в об'ємі сплаву Pt80Co20(111) існує фазовий перехід порядок-безпорядок, то дві прямолінійні ділянки на рис. 4 можна зіставити з двома різними станами поверхні: I – область упорядкованого стану і II – область неупорядкованого стану.

По тангенсу кута нахилу прямої Дебая – Валлера визначали фактор Дебая – Валлера 2М. Це дозволило розрахувати для упорядкованого і неупорядкованого стану поверхні сплаву Pt80Co20(111) такі динамічні характеристики, як ефективна температура Дебая θD та силова константа βf. Було встановлено, що середній квадрат зміщення (СКЗ) атомів на поверхні більше, ніж в об'ємі кристала. Розрахунки свідчать на користь того, що СКЗ атомів поверхні для упорядкованого стану більше, ніж для неупорядкованого стану.

При аналізі спектрів плазмових коливань в заданому інтервалі температур нагріву сплаву Pt80Co20(111) було виявлено, що під час нагріву енергія плазмонів зазнає зміщення, в основному, у бік зменшення енергії. При нагріванні металу внаслідок розширення кристалічної гратки густина електронів провідності буде зменшуватися, отже це повинно призводити до зменшення енергії плазмонів. Ґрунтуючись на цих принципах і використовуючи температурне зміщення довгохвильових плазмових піків, вперше було розраховано значення коефіцієнту термічного розширення (КТР) гратки за формулою:

, (8)

де ΔЕ – зміщення енергії плазмонів в температурному інтервалі ΔТ; – середня енергія об'ємних плазмонів в цьому інтервалі.

оскільки енергія первинних електронів визначає їх довжину вільного пробігу (ефективну глибину зондування), то енергетичну залежність КТР гратки α(Е0) можна перерахувати в пошарову залежність по атомних моношарах у вигляді функції α(z). Отже, з урахуванням кінцевої суми по N шарах, для експоненціальної моделі затухання потоку електронів рівняння (8) можна записати у вигляді системи лінійних рівнянь. Остаточний вираз, що зв'язує коефіцієнти термічного розширення для i-х атомних шарів (i) з s, приймає вигляд:

, (9)

де P(j,i) – матричні елементи вкладів i шару при значенні енергії E0(j) в сумарне значення коефіцієнта термічного розширення поверхні, а j = n-1. Явний вид матричних елементів наступний:

, (10)

де , – глибина залягання атомного шару з номером i, di – відстань між i та i+1 атомними шарами при кімнатній температурі T0, di = diTi, T=T-T0. У виразі для P(j,i) також враховується те, що електрони при пружній дифракції проходять "подвійний" шлях