Влияние магнитного фазового перехода на распыление и состав поверхности никеля и его сплавов (1102588), страница 2
Текст из файла (страница 2)
Работа содержит 140 страниц текста, включая 30 рисунков, исписок литературы из 166 наименований.КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫПервая глава содержит подробный обзор литературы по влияниюмагнитного фазового перехода на процесс распыления нейтральных изаряженных атомных частиц. В первом параграфе излагаются результаты8исследований температурной зависимости распыления ферромагнетиков,описываютсяполученныерассматриваетсярасчетэкспериментальныетонкойструктурызависимости,кривойкоэффициентараспыления на основе флуктуационной теории намагничивания.
Второйпараграф посвящен анализу влияния температуры на вторичную ионнуюэмиссию(ВИЭ),ферромагнитныхматериалов,приводятсяэкспериментальные данные, дается качественная оценка изменения ВИЭпри магнитном фазовом переходе. В третьем параграфе сделан обзораномалийтемпературнойзависимостиразличныхпроцессоввферромагнетиках.Во второй главе описываются экспериментальные и расчетныеметодики, используемые в работе. Приведена конструкция ионногоисточника, фокусирующей системы, рабочей камеры экспериментальнойустановкиидержателейобразцовсинтегрированнойсистемойподдержания температуры. Обсуждается способ измерения коэффициентовраспыления весовым методом и с использованием кварцевых микровесов.Рассматривается методика проведения численного расчета длямоделирования процесса распыления, включая алгоритм построениямишени и параметров потенциалов взаимодействия.Взаимодействие между сталкивающимися ионами и атомами мишенирассчитывалосьвработеиспользованием подвижногометодоммолекулярнойдинамикисблока связанных атомов.
Термическиесмещения атомов считались некоррелированным и оценивались исходя извыражениядлясвободнойэнергии.Неупругиепотериэнергиирассчитывались по формуле Фирсова.Использовался потенциал взаимодействия:U(r) = (Ab/r) exp (-r/af) + Aexp(-r/abm) – Dexp(-β(r-r0)2).(1)Здесь первое слагаемое – потенциал Бора, второе – потенциал БорнаМайера,третье–af=0.8853a0(Z11/2+Z21/2)-2/3,распределениеГаусса,A=(Z1Z2)3/4,Z2Z1,–гдеатомныеAb=Z1Z2e2,номера9взаимодействующих частиц, a0 – радиус Бора, r- вектор, определяющийположение частицы, bam=0.219Å.
Константыr0, D, β в распределенииГаусса были получены подгонкой потенциальной энергии кристалла подзначения постоянной решетки, энергии связи и модуля упругости длянедеформированного кристалла при комнатной температуре (т.е. дляникеля это ферромагнитное состояние), что дало: r0=2.4369Å, D = 0.8018эВ,β = 2.1813 Å-2. Полученный таким образом комбинированныйпотенциал хорошо описывает взаимодействие атомов с энергиями вдиапазоне от тепловых до десятков кэВ.Магнитная компонента потенциала взаимодействия, вызывающаяувеличение энергии связи атомов с параллельными спинами, быларассчитана ранее аналитически М.В.Кувакиным. В общем случае потенциалвзаимодействия двух атомов магнитного материала может быть записанкак: Uf = Up + ΔU, где Uf и Up – потенциалы взаимодействия в случаепараллельной и произвольной ориентации спинов, соответственно. Спинзависящая поправка ΔU (определенная по модели Томаса-ФермивприближениесСлэттерадляволновыхфункций3d-электроновнескомпенсированными спинами) бралась равной: ΔUNi = -5.16exp (0.811r2), где ΔU измеряется в эВ, а r – в ангстремах.Третья глава посвящена экспериментальному и компьютерномуисследованию угловой зависимости распыления никеля в ферро- ипарамагнитном состоянии.Получены экспериментальные и расчетныеданные по угловой зависимости распыления поликристаллического никеляв ферромагнитном и парамагнитном состоянии при бомбардировке ионаминеона с энергией 10 кэВ.
Результат показан на рис.1, откуда следуетхорошее соответствие результатов расчета и эксперимента. Видно, чтокривая угловой зависимости коэффициента распыления Yp(α) для Ni впарамагнитном состоянии лежит всегда выше чем Yf(α); разница междуYp(α) и Yf(α) сначала возрастает с ростом угла α, затем уменьшается (для10углов бóльших 600). Значение ΔY = {(Yp-Yf)/Yf}100% составляет 9%, 16%,20% и 18% для углов α = 00, 300, 450 и 600,соответственно.(а)(б)Рис.1.Угловая зависимость коэффициента распыления Y поликристаллического Ni прибомбардировке ионами Ne+, E0=10кэВ. (1) – ферромагнитное состояние (T=2000C), (2) –парамагнитное состояние (T=3800C). (3) – расчетная зависимость Y(α)=2/cos(α).
(а) –эксперимент, (б) – расчет.Проведеныкоэффициентатакжечисленныераспылениягранирасчеты(001)угловоймонокристаллазависимостиникелявферромагнитном и парамагнитном состояниях при падении ионов неона сэнергией 10 и 1 кэВ в плоскостях (100) и (110). На рис.2 показан результатдля падения ионов в плоскости (110). Для энергий ионов 10 кэВнаблюдаются четкие минимумы распыления вдоль открытых каналов [001],[113], [112] и [221]. При меньшей энергии облучающих ионов (Е0=1 кэВ),какиследовалоожидать,вугловойзависимостираспылениямонокристалла проявляются минимумы только вдоль наиболее широкихоткрытых каналов – в направлениях [001] и [112] (см.рис.2).11(а)(б)Рис.2. Расчетная угловая зависимость коэффициента распыления Y грани (001)монокристалла Ni в ферромагнитном (1) и парамагнитном (2) состояниях; падение ионовNe+ в плоскости (110).
Кривая (3) – Y(α) для поликристаллического Ni в ферромагнитномсостоянии. (а) E0=10кэВ; (б) E0=1кэВ, пара-(○) и ферромагнитное (●) состояние.Из полученных экспериментальных и расчетных данных следует, чторазница между Yp и Yfдля распыления поли- и монокристалла Niмаксимальна в случае наклонного падения ионов. Вместе с тем, длямонокристалла Ni рассчитанные угловые зависимости Yp и Yfсильноразличаются не только при наклонном падении ионов, но и для падениявблизи открытых каналов (~5-100 от оси канала). В этих случаях частицыраспыляютсяврезультатеболеедлинныхцепочекстолкновений.Максимальная разница распыления в f и p состояниях ΔY~20% наблюдаетсядля локального максимума Y(α) при α~(60 -750), что видно из рис.2а.На рис.3.а показано относительное количество атомов, распыленныхионами Ne+ с энергией 10 кэВ из поликристалла Ni в ферромагнитномсостоянии в зависимости от длины L цепочки столкновений для двух угловпадения ионов.
На рис. 3.5.б эти же данные представлены для грани (001)монокристалла Ni при падении ионов в плоскости (110). Видно, чтоколичество атомов, распыленных в результате более длинной цепочкисоударений, значительно больше в случае наклонного падения, по12сравнению с нормальным. Одним из процессов, приводящим к удлинениюцепочки столкновений, заканчивающейся распылением атома, являетсяпроцесс приповерхностного каналирования и фокусировки.(б)(а)Рис.3 (a) Относительное число атомов, распыленных ионами Ne с энергией 10 кэВ изполикристалла Ni в ферромагнитном состоянии, в зависимости от длины L цепочкисоударений; углы падения ионов: (1) α = 00, (2) α = 800.
(б) То же, что на рис.(а), но дляраспыления грани (001) Ni при падении ионов в плоскости (110).Такимобразом,какдляполикристаллического,такидлямонокристаллического никеля, наибольшая разница при распылении впарамагнитном и ферромагнитном состоянии наблюдается для таких угловпадения ионов на мишень, при которых атомы распыляются в результатеболее длинных цепочек соударений (для наклонного падения ионов и припадении ионов вблизи открытых каналов). В этом случае изменениепотенциала взаимодействия атомов при магнитном фазовом накапливаетсядля большего числа соударений (кумулятивный эффект).Вчетвертойисследованиямонокристалловглавеизлагаютсяизменениярезультатыраспыленияжелезоникелевыхсплавовиэкспериментальногосоставаприповерхностимагнитномфазовомпереходе.
Приводятся данные экспериментов по определению температурыКюри для сплавов, описывается методика измерения коэффициентараспыления с помощью кварцевых микровесов и сравнение полученныхданных с весовым методом.Исследования температурной зависимостивторичной эмиссии нейтральных частиц проводились для материалов с13близким элементным составом и разной точкой Кюри. Были выбраныследующие железоникелевые сплавы: Н35 (35%Ni,65%Fe, Тс=275°С), Н40(40% Ni,60%Fe, Тс=325°С), НМ79 (79%Ni, 16%Fe, 5%Mo, Тс=345°С). Этиферромагнитные сплавы отличаются уникальными свойствами и широкоиспользуются.Рис.4.
Температурная зависимость коэффициента распыления грани (111)монокристалла инвара (35%Ni65%Fe) при облучении ионами неона с энергией 10 кэВ,падающими в плоскости (110) под углом α = 450. Угол наблюдения в плоскости (110) θ =450 (т.е. составляет 900 относительно направления падения ионов).Температурная зависимость распыления сплава Н35 показана на рис.4.Коэффициентраспыленияобразцавферромагнитномсостояниипрактически не менялся с температурой и составлял ~5.2 ат./ион.Как видно из рис.4, начиная с Т ~ 2200С, происходит подъемтемпературной зависимости распыления инвара Н35, а затем при T =2600C, вблизи температуры Кюри сплава (Тс = 2750C), достигаетсямаксимум распыления.При дальнейшем повышении температуры,происходит резкий спад зависимости Y(Т), а потом следует почтиплоскийучасток,соответствующийпарамагнитномусостояниюинвара, где Y несколько больше (~ на 8%), чем для ферромагнитногосостояния.
Примерно такой же рост Y(Т) наблюдался для никеля при fp переходе.14Начиная с T ~ 3300C происходит новый подъем температурной зависимостиY(Т), и при T ~ 3600C возникает второй максимум распыления инвара.Разумно предположить, что этот максимум Y(Т) связан с магнитнымфазовым переходом Ni, островки которого, согласно экспериментальнымданным, присутствуют на поверхности инвара.Исследовалась также температурная зависимость коэффициентараспыления грани (111) монокристалла пермаллоя Н40 (40%Ni60%Fe) длядвух углов падения ионов – α = 450 и α = 300 в плоскости (110). Уголнаблюдения в плоскости (110) θ = 450 (т.е.
при α = 450 составлял 900относительно направления падения ионов). Такая геометрия экспериментабыла выбрана для того, чтобы изучить случаи направленного выходараспыленных частиц (α = 450) и диффузного (α = 300).Полученныетемпературные зависимости коэффициентов распыления представлены нарис.5а,б.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
