LibRar.Org.Ua — Бібліотека українських авторефератів

Загрузка...

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

всередину кристала і із нього у вакуум. Таким чином, для знаходження профілю розподілу коефіцієнта термічного розширення (i) по глибині необхідно чисельно вирішити систему нелінійних рівнянь (9).

Для дослідження КТР гратки поверхні сплаву Pt80Co20(111) під впливом температурного нагріву були виміряні спектри плазмових втрат в інтервалі енергій первинного пучка електронів Е0 = 200 – 600 еВ. На рис. 5 показані результати відновлення КТР гратки α(z) для сплаву Pt80Co20(111) при відповідних температурах нагріву. Отримані результати розрахунків КТР гратки α свідчить про те, що αs для поверхні (1-2 моношар) більш ніж в об'ємі ≈ 3 рази. Так, у вибраному температурному інтервалі нагріву сплаву αs, починаючи з третього атомного шару, змінюється в інтервалі 2,7*10-5 – 3,68*10-5 К-1, а об'ємне значення αb приблизно відповідає значенню чистої платини αPt.

Результати вивчення процесів термічного розширення поверхневих шарів сплаву Pt80Co20(111) методом СПК добре узгоджуються з результатами дослідження теплових коливань на його поверхні методом ДПЕ і добре корелюють з моделлю атомних потенціалів Томаса-Фермі.

У п'ятому розділі розглянуто особливості формування спектрів ВЕЕ від поверхні сплаву Pt80Co20(111) при низькоенергетичному опроміненні іонами Аr+ з енергією 600 еВ дозами: D1 = 71016, D2 = 21017, D3 = 31017 і D4 = 41017 іон/см2. На підставі цього було пошарово досліджено склад та структуру опроміненої поверхні сплаву.

Було знайдено, що при опромінюванні поверхні сплаву енергія плазмонів зазнає зсув, в основному, у бік збільшення енергії. Іонне бомбардування, яке супроводжується утворенням радіаційних дефектів та імплантуванням первинних іонів в матеріал, неминуче приводить до зміни міжатомних відстаней, при цьому мірою дефектності може служити величина відносної зміни міжплощинної відстані Δd/d. Зрозуміло, що зміщення атомів, яке приводить до зміни Δd/d, спричинить за собою зміну густини електронних станів і концентрації вільних електронів, які беруть участь в плазмових коливаннях. Так, наприклад, при зменшенні d густина електронних станів зростатиме, а значить і енергія плазмових коливань теж. Отже, по енергетичним зміщенням плазмонів можна розрахувати відносні зміни міжплощинної відстані Δd/d за формулою

. (11)

оскільки енергія первинних електронів визначає їх довжину вільного пробігу, енергетичну залежність відносної зміни міжплощинної відстані Δd/d(Е0) можна також перерахувати в пошарову залежність по атомних моношарах у вигляді функції Δd/d(z). Отже, рівняння (11), з урахуванням кінцевої суми по N шарах, можна записати у вигляді системи лінійних рівнянь:

, (12)

де – істинна пошарова релаксація i-го шару, Pji – коефіцієнти вагової матриці (12).

На рис. 6 показано розподіл відносної зміни міжплощинної відстані по глибині Δd/d(z) для різних доз опромінення поверхні сплаву Pt80Co20(111), які одержані процедурою пошарового відновлення. З рис. 6 видно, що при всіх дозах низькоенергетичне опромінення призводить, в основному, до немонотонної релаксації міжплощинної відстані, при цьому у перших двох атомних шарах відбувається стиснення гратки у напрямі нормалі до поверхні.

При дозах D1, D2 в більш глибоко лежачих шарах має місце осцилююча релаксація, яка включає області стиснення і розширення. При великих дозах опромінення D3, D4 спостерігається протяжна область стиснення з практично монотонно затухаючою по глибині релаксацією. Така поведінка Δd/d(z) може пояснюватися таким чином. Під впливом іонного пучка в приповерхневій області виникають точкові дефекти різних типів: вакансії, міжвузлові атоми, імплантовані атоми аргону. Вакансії є переважаючим типом дефектів безпосередньо поблизу поверхні, яка служить для них стоком. Надмірна кількість вакансій в самому верхньому шарі призводить до стиснення гратки і зміщення енергії об'ємних плазмонів у бік більших енергій. Міжвузлові атоми і імплантовані іони аргону, які розташовані в глибших шарах, збільшують середню відстань між атомами і приводять до появи областей розширення гратки. З підвищенням дози опромінення вакансії утворюють скупчення (кластери). Їх концентрація в поверхневому шарі зростає, що викликає розповсюдження області стиснення на глибші шари. Відмітимо, що релаксація міжплощинної відстані в опроміненому сплаві захоплює до 10 атомних шарів, тоді як зміни складу, згідно результатам пошарового аналізу, відбуваються в 1 – 8 шарах. Таке протяжніше затухання, можливо, пов'язано з ефектом далекодії і викликано суттєвими змінами Δd/d в 1 – 6 шарах.

За експериментальними даними ІС та за допомогою методики пошарового відновлення профілю концентрації (розділ 3) був розрахований профіль концентрації поверхні сплаву Pt80Co20(111) до та після опромінення відповідними дозами.

Після іонного бомбардування при всіх дозах опромінення D1 – D4 самий верхній шар сплаву залишається збагаченим атомами Pt, проте в порівнянні з неопроміненим сплавом надмірна концентрація атомів Co в другому шарі зменшується. Переважне розпилення кобальту приводить до зміни амплітуди осциляцій складу, а в шостому шарі виникає помітне збагачення атомами Co (дози D1 – D3) за рахунок його збільшеної дифузії з об'єму сплаву. Із зростанням дози збіднення кобальтом зачіпає все більш глибокі шари. При опроміненні сплаву дозою D4 збіднення поверхні Со досягає максимуму і відбувається зміна періоду осциляцій сплаву: за винятком другого шару, надлишок атомів Pt спостерігається вже в усіх шарах аж до восьмого.

Формування концентраційного профілю під поверхнею (зміненого шару) відбувається під дією механізмів перенесення і визначається, головним чином, процесами радіаційно - стимулюючої сегрегації і радіаційно-прискореної дифузії. Рівноважна сегрегація може посилювати або послабляти переважне розпилення. В сплаві Pt80Co20(111) в рівноважному стані сегрегує Pt – елемент, розпилення якого ускладнено. Тому при іонному бомбардуванні самий верхній атомний шар, з якого в основному і розпилюються атоми, буде збагачуватися сегрегуючим елементом з утворенням так званого поверхневого концентраційного піку, а склад цього шару в стаціонарному стані управлятиметься ефектами маси і хімічного зв'язку. В другому атомному шарі має місце збіднення сегрегуючим елементом, що вказує на дію радіаційно-індукованої сегрегації Гіббса, яка визначає склад цього шару. Проте відмітимо, що ступінь збіднення платиною другого шару в опроміненому сплаві в стаціонарному стані помітно менше ніж в неопроміненому сплаві в умовах рівноважної сегрегації. Це може бути викликано радіаційно-стимулюючою сегрегацією атомів Co (як елементу з меншою поверхневою енергією зв'язку) з другого шару на поверхню, звідки він ефективно розпилюється. Збіднення платиною другого шару, у свою чергу, діє як гранична умова і приводить до радіаційно-прискореного дифузійного перерозподілу компонентів сплаву і розвитку концентраційного профілю, що тягнеться на глибину, сумірну з глибиною пробігу бомбардуючих іонів (за оцінками, пробіг іонів Ar+ з енергією 600 еВ в сплаві Pt80Co20(111) Rp ≈ 15,2 ).


ВИСНовки


У даній роботі виконано систематичне дослідження фізичної природи тонкої структури вторинно-електронної емісії в області