WWW.KNIGA.SELUK.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА - Книги, пособия, учебники, издания, публикации

 

Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 7 |

«ВОПРОСЫ ПРОЕКТИРОВАНИЯ И ПРОИЗВОДСТВА КОНСТРУКЦИЙ ЛЕТАТЕЛЬНЫХ АППАРАТОВ Специальный выпуск Новые технологии в машиностроении Сборник научных трудов Выпуск 3 (63) ...»

-- [ Страница 1 ] --

НАЦИОНАЛЬНЫЙ АЭРОКОСМИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ

ИМ. Н.Е. ЖУКОВСКОГО

“ХАРЬКОВСКИЙ АВИАЦИОННЫЙ ИНСТИТУТ”

ВОПРОСЫ ПРОЕКТИРОВАНИЯ

И ПРОИЗВОДСТВА КОНСТРУКЦИЙ

ЛЕТАТЕЛЬНЫХ АППАРАТОВ

Специальный выпуск

«Новые технологии в машиностроении»

Сборник научных трудов

Выпуск 3 (63) Юбилейный. Посвящен 80-летию ХАИ 2010

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ УКРАИНЫ

Национальный аэрокосмический университет им. Н.Е. Жуковского «Харьковский авиационный институт»

ISSN 1818-8052

ВОПРОСЫ ПРОЕКТИРОВАНИЯ И ПРОИЗВОДСТВА

КОНСТРУКЦИЙ ЛЕТАТЕЛЬНЫХ АППАРАТОВ

СПЕЦИАЛЬНЫЙ ВЫПУСК

«НОВЫЕ ТЕХНОЛОГИИ В МАШИНОСТРОЕНИИ»

3(63) июль – сентябрь

СБОРНИК НАУЧНЫХ ТРУДОВ

Издается с января 1984 г.

Выходит 4 раза в год Юбилейный. Посвящен 80-летию ХАИ Харьков «ХАИ» Учредитель сборника Национальный аэрокосмический университет научных трудов им. Н.Е. Жуковского «Харьковский авиационный институт»

Утвержден к печати ученым советом Национального аэрокосмического университета им. Н.Е. Жуковского «Харьковский авиационный институт», протокол № 7 от 23.06.2010 г.

Главный редактор Яков Семенович Карпов, д-р техн. наук

, проф., заслуженный деятель науки и техники Украины, лауреат Государственной премии Украины В.Е. Гайдачук, д-р техн. наук, проф., заслуженный деятель Редакционная науки и техники Украины, лауреат Государственной премии коллегия Украины (заместитель главного редактора);

С.А. Бычков, д-р техн. наук, проф., лауреат Государственной премии Украины;

А.В. Гайдачук, д-р техн. наук, проф.;

А.Г. Гребеников, д-р техн. наук, проф.;

В.Ф. Забашта, д-р техн. наук, ст. науч. сотр., лауреат Государственной премии Украины;

Д.С. Кива, д-р техн. наук, проф., заслуженный деятель науки и техники Украины, лауреат Государственной премии Украины;

В.В. Кириченко, канд. техн. наук, проф.;





В.Н. Кобрин, д-р техн. наук, проф.;

В.Н. Король, д-р техн. наук, проф., лауреат Государственной премии Украины;

М.Ю. Русин, д-р техн. наук, проф.;

В.И. Сливинский, д-р техн. наук, ст. науч. сотр.;

М.Е. Тараненко, д-р техн. наук, проф.;

П.А. Фомичев, д-р техн. наук, проф., лауреат Государственной премии Украины О.В. Ивановская, канд. техн. наук, доц.

Ответственный секретарь Свидетельство о государственной регистрации КВ № 7344 от 27.05.2003 г.

За достоверность информации несут ответственность авторы.

При перепечатке материалов ссылка на сборник научных материалов обязательна.

© Национальный аэрокосмический университет им. Н.Е. Жуковского В настоящем номере публикуются материалы ХХ международной конференции «Новые технологии в машиностроении», проходящей с 3 по сентября 2010 г.

В.С. Кривцов, проф. д-р техн. наук, Заслуженный деятель Редакторы науки и техники Украины, лауреат Государственной премии выпуска:

Редакционная коллегия:

А.Н. Диденко, проф., д-р физ.-мат. наук, член-корр. РАН;

А.И. Долматов, проф. д-р техн. наук, Заслуженный деятель науки и техники Украины, лауреат Государственной премии Г.А. Кривов, проф., д-р техн. наук, лауреат Государственной З.Т. Назарчук, проф., д-р техн. наук, академик НАНУ;

В выпуске печатаются статьи по следующим направлениям:

1. Электрофизические и нанотехнологии.

2. Технологические и прочностные аспекты надежности объектов машиностроения.

3. РТК и компьютерные технологии.

4. Аэрогидродинамика.

5. Импульсные технологии.

6. Физика технологий.

Требования к оформлению и представлению рукописей в ежеквартальный тематический сборник научных трудов Национального аэрокосмического университета им. Н.Е. Жуковского «ХАИ»

«Вопросы проектирования и производства летательных аппаратов»

1. В соответствии с Постановлением Президиума ВАК Украины от 15.01.2003 г. №7-05/1 «Про підвищення вимог до фахових видань, внесених до переліків ВАК України» в публикуемых статьях должны быть кратко отражены следующие необходимые элементы:

постановка проблемы (задачи) в общем виде;

связь с важнейшими научными или практическими задачами;

анализ последних исследований и публикаций, в которых заложены начатые решения данной проблемы (задачи);

выделение нерешенных раньше частей данной проблемы, которым посвящена публикуемая статья;

постановка задачи;

изложение основного материала исследования с полным обоснованием полученных результатов;

выводы по данному исследованию и перспектива дальнейшего развития в данном направлении.

2. К опубликованию в сборнике принимаются научные работы, ранее не публиковавшиеся.

К опубликованию принимаются статьи, посвященные вопросам и проблемам:

проектирования и конструирования летательных аппаратов (ЛА), их агрегатов, узлов и элементов, а также технических объектов, связанных с авиакосмической техникой;

аэродинамики и динамики полета;





технологии производства авиакосмической техники;

организации производства авиакосмической техники;

обеспечения безопасности и надежности его функционирования;

расчета агрегатов и конструктивных элементов на прочность, жесткость, устойчивость, усталость и специфические воздействия среды эксплуатации;

авиакосмического материаловедения (традиционных и композиционных материалов, защитных покрытий и т.д.);

нормирования и расчета внешних воздействий на ЛА;

разработке интегрированных систем проектирования ЛА.

Если статья посвящена проблемам, не относящимся непосредственно к перечисленным выше, редколлегия сборника решает вопрос о ее публикации в индивидуальном порядке.

3. Статья и текст реферата подаются в редакцию в виде отдельных файлов на CD-R или CD-RW и распечатанными в двух экземплярах на листах белой бумаги форматом А4 (210х297). Поля: левое – 20 мм; правое – мм; верхнее – 25 мм; нижнее – 20 мм. Номер страницы не проставляется.

Размер шрифта Arial, 14, обычный. Межстрочный интервал – 1.

4. Статья должна быть отредактирована автором (авторами) таким образом, чтобы все страницы были полностью заполнены текстом. Не принимаются статьи, содержащие не полностью заполненные страницы.

На последней странице следует оставить несколько строк (3 – 5) для указания даты подачи в редакцию и фамилии рецензента.

5. Статья должна быть полностью подготовлена с помощью редактора MicroSoft Word 97 for Windows. Рисунки и фотографии следует вставлять в текст статьи, при этом рисунки должны быть сгруппированы и привязаны к тексту. Объем рукописи не должен превышать 12 страниц, включая рисунки, фотографии, таблицы и список использованных источников.

6. Рукопись начинается с индекса УДК в верхнем левом углу листа, текст рукописи должен быть построен по схеме:

инициалы и фамилии авторов, ученая степень с общепринятыми сокращениями (канд. техн. наук, д-р техн. наук), шрифт Arial, 14. Эта информация располагается справа от индекса УДК на его уровне, может размещаться в несколько строк, интервал 1;

название статьи – заглавными буквами (Arial, 14, жирный);

введение (не обязательно);

основной текст (возможно разделение на подразделы);

выводы (допускается слово «выводы» печатать отдельной строкой посередине, шрифт Arial, 14);

список использованных источников (заголовок печатается отдельной строкой посередине, шрифт Arial, 14).

7. Перед рисунком и после наименования иллюстрации (или подрисуночной надписи), расположенной под рисунком, оставить пробел в одну строку. Формулы набирать, используя встроенный редактор формул, а также:

стили - Text: Arial, Italic; Function: Arial, Italic; Variable: Arial, Italic; L.C.

Greek: Symbol; U.C. Greek: Symbol; Matrix-Vector: Arial, Bold; Number:

Arial;

размеры: Full - 16 pt; Subscript – 12 pt; Symbol – 18 pt; Sub- Symbol – 12 pt.

8. Литературные источники должны быть пронумерованы в соответствии с порядком ссылок на них. Ссылка на источник дается в квадратных скобках. Список использованных источников приводится в конце статьи на языке оригинала в соответствии с ГОСТ 7.1:2006.

9. Текст реферата печатается на русском, украинском и английском языках и должен соответствовать краткому содержанию основных результатов (объем не менее 500 знаков и не должен превышать четырнадцати строк). На отдельной строке после реферата печатаются ключевые слова или их сочетания (не более пяти слов или словосочетаний, разделенных запятой).

10. Физические величины должны приводиться в единицах системы СИ.

11. Рукопись статьи сопровождается экспертным заключением организации автора, заявлением автора и сведениями об авторе (соавторе), с которым редколлегия будет поддерживать отношения при подготовке рукописи к публикации.

12. Решение о публикации статьи принимает редколлегия. В тексте статьи могут быть внесены редакционные правки без согласования с автором.

13.

Работа, не соответствующая требованиям, возвращается авторам ответственным секретарем.

СОЗДАНИЕ НАНОСТРУКТУР В ОБЪЕМЕ ДЕТАЛИ

ПРИ ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВОЙ ОБРАБОТКЕ

Для получения нанокристаллических структур на поверхности, как известно, необходимо создание определенных температур скорости их нарастания), давлений в необходимом объеме и наличия атома металла, вокруг которого формируется наноструктура.

Как показано в работах [1–10], действие заряженных частиц на конструкционные материалы приводит к появлению на глубине довольно высоких температур. При действии индивидуальных электронов в зоне теплового воздействия есть вероятность появления температурных напряжений значительной величины, что подтверждает возможность появления локальных зон, где достигаются условия появления наноструктур. Для того чтобы такие условия реализовались в значительном объеме (действие высоких температур и напряжений), также необходимо обеспечить максимальное заполнение объема полями температур с повышенными температурами и в то же время сохранить зоны с максимальными градиентами температур, когда реализуются высокие значения температурных напряжений. Очевидно, простым увеличением плотностей ионного тока этого достичь нельзя, так как с ростом плотности тока градиенты температур в зоне действия соседних частиц снижаются, а следовательно, снижаются величины температурных напряжений и условия образования наноструктур не выполняются.

Работа выполнялась в рамках программы Министерства образования и науки «Новые и ресурсосберегающие технологии в энергетике, промышленности и агропромышленном комплексе»

(подсекция 13 «Аэрокосмическая техника и транспорт») и по темам:

«Создание физико-технических основ повышения качества материалов аэрокосмических конструкций» и «Разработка технологических основ интегрированных технологий плазменно-ионной обработки деталей аэрокосмической техники», хоздоговорных работ и договоров о сотрудничестве.

В работах [16-19] исследовано влияние размера зерна на физикомеханические и электрические свойства материалов, в работах [16-18] обнаружено наличие максимума микротвердости в зависимости от размера зерна. В работе [17] наблюдалось слабое влияние размера зерна на микротвердость нитрида в магнетронных нанокомпозитах nc – TiN/Si3N4 при различных температурах отжига, тогда как для вакуумнодуговых нанокомпозитов есть размеры зерен, для которых реализуется максимальная микротвердость (рис. 1 4).

В работах [1-5] получены высокие значения микротвердости для покрытия 0.8ZrN+HfN при комбинированной обработке до 45 ГПа, повышение износостойкости и стойкости режущего инструмента до раз, а при нанесении только покрытия 0.8ZrN+0.2HfN микротвердость составляла около 35 ГПа, что превышает микротвердость отдельных компонентов более чем в два раза. Все это дает возможность предполагать, что даже при нанесении только покрытия реализуется появление наноструктур, тогда как дополнительная электронно-лучевая модификация позволит получать более эффективные наноструктуры с улучшенными свойствами и на значительной глубине (до 0,1 мм).

Рисунок 1 Зависимость микротвердости Рисунок 2 Микротвердость покрытия от процентного состава TiN в покрытии в зависимости от размера кристалла Рисунок 3 Микротвердость покрытия в Рисунок 4 Зависимость зависимости от размера зерна по данным микротвердости от размера зерна по Из-за действия электронов различных энергий и плотностей токов есть возможность сохранения достаточных температур (за счет соответствующего распределения температур по глубине обеспечивается высокая средняя температура), в то же время, выбирая расположение температурных полей по глубине (варьируя энергии электронов), обеспечиваем высокие градиенты температур.

Следовательно, в довольно большом объеме материала будут действовать значительные по величине напряжения, т.е. будут выполняться условия для получения кристаллических наноструктур.

Поэтому, несколько модернизировав модель действия индивидуальных частиц на конструкционные материалы [1, 10], получим модель, учитывающую необходимые факторы (в частности, в модели не учитывался характер взаимовлияния полей температур и температурных напряжений в объеме).

1. Модель теплофизических и термомеханических процессов в зоне действия индивидуальных электронов Анализ экспериментальных данных и теоретических моделей распыления показал: наблюдается существенное отличие экспериментальных значений коэффициента эрозии (распыления) для одинаковых энергий заряженных частиц, модели эрозии не учитывают влияние плотности тока в действующем потоке на эрозионные процессы, теоретические модели эрозии не учитывают термомеханические процессы, а рассматривают в отдельности или столкновительные, или теплофизические (исключение составляет работа [16], в которой проведена попытка совместного учета двух последних).

Для того чтобы представить влияние теплофизических, термомеханических и столкновительных процессов, рассмотрим внутреннюю картину их действия.

Временную картину влияния различных процессов на распыление можно представить в таком виде:

Различные стадии взаимодействия заряженных частиц с материалом 1. Быстрые столкновительные процессы (t = 10-16 – 10-14 с, время на схеме указано приблизительно, оно зависит от материала мишени, энергии и сорта бомбардирующей частицы), когда падающая частица сталкивается с атомом мишени, который затем покидает ее после одного взаимодействия.

2. Медленные столкновительные процессы (10-14 – 10-12 с) обусловлены внутренним потоком атомов мишени, пересекающим поверхность (эффект Зигмунда).

3. Электронные процессы (t 10-10 с), связанные с реакцией нейтрализации ионов электронами проводимости, приводящей к дополнительному испарению материала. В этих реакциях могут участвовать диффундирующие к поверхности электроны проводимости из объема мишени.

4. Быстрые теплофизические процессы (t = 10-13 – 10-10 с), связанные с испарением материала с поверхности мишени при релаксации энергии столкновений в тепловую (в микроскопичной области действия одной частицы).

5. Медленные теплофизические процессы (t 10-10 с), связанные с испарением при соответствующей макроскопичной температуре мишени.

6. Быстрые термомеханические процессы (t = 10-13 – 10-10 с) определяются действием динамических температурных напряжений в зоне одной частицы – тепловым ударом, а следовательно, термоупругими и термоусталостными разрушениями. Эти процессы связаны с быстрыми теплофизическими процессами.

7. Медленные термомеханические процессы (t 10-10 с), связанные с действием медленных теплофизических процессов и приводящие к термоупругому или термоусталостному разрушению макроскопических участков мишени.

В работе Р. Келли рассмотрены столкновительные и тепловые процессы как независимые для выявления определяющего механизма эрозии в тех или иных условиях, однако тепловые задачи значительно упрощены.

теплофизические и термомеханические процессы и их влияние на распыление (эрозионные процессы) при действии потоков частиц с различной энергией и плотностью тока.

Совместное рассмотрение теплофизических и термомеханических процессов в зоне действия индивидуальных электронов позволит оценить возможные механизмы разрушения материала мишени, т.е. на базе теплофизического подхода будут рассмотрены эрозионные процессы, а также исследована возможность термоупругого и термоусталостного разрушения в этих условиях. Такие исследования проводятся в основном теоретически, но ряд вопросов будет проверен экспериментально.

Исследование теплофизических и эрозионных процессов при действии индивидуальных электронов на материалы В этом параграфе приводятся результаты теоретического и экспериментального исследования эрозионных процессов при действии электронов с плотностью тока в потоке меньше критической плотности j jкр, т.е. при действии индивидуального электрона [1]. Схема передачи энергии электрона материалу мишени представлена на рис.6.

Рисунок 6 Схема передачи энергии электрона материалу мишени по глубине теплофизического подхода к эрозионному действию электронов, что позволит развить общее положение для случая влияния соседних частиц как сплошной среды.

Экспериментальное исследование включает в себя изучение эрозионного действия электронов на чистые металлы и сплавы как в случае падения потока частиц по нормали к поверхности мишени, так и при наклонном их падении.

Проводится также сравнение результатов опытного и теоретического исследования.

Теплопроводность при передаче энергии заряженными частицами Передача энергии электрона металлу возможна за счет теплопроводности. Так, электронная составляющая теплопроводности определяется величиной коэффициента электронной теплопроводности:

где m – масса атома металла; µ = 5,7710-27no2/3 эрг; µ энергия Ферми;

дебаевская температура; с – постоянная взаимодействия с решеткой, м; no – число электронов в единице объема (no1022 см-3); k – постоянная Больцмана; h – постоянная Планка (h= 6,551027 эрг); ( w = ) – максимальная частота колебания атома решетки; U – скорость звука в металле; а – расстояние между двумя соседними атомами (почти для всех материалов w1013, так как а=210-8 см, а U = 105 cм/с).

Оценка величины э дает значение порядка 106 – 107 эрг/см с К.

Возможна фононная теплопроводность в материале мишени, так как движение частиц связана с распространением волн, а следовательно, и с волновой передачей энергии (фононной теплопроводностью).

Коэффициент фононной теплопроводности можно записать в виде Так как То – дебаевская температура порядка 200-300 К, то даже при температурах порядка 100 К фононная часть теплопроводности будет незначительна.

Лучистая теплопроводность в материале может быть существенна только при температурах, больших 105 К, которые явно не достигаются.

Учитывая сказанное выше, можно полагать, что основным видом передачи энергии материалу мишени будет электронная теплопроводность.

Постановка задачи об эрозионном действии электронов с учетом истинного характера передачи энергии и теплопроводности На основе анализа характера передачи энергии электрона материалу мишени (см. рис. 6.) интенсивность объемного источника тепла, создаваемого налетающей частицей, имеет вид где коэффициент отражения.

Плотность теплового потока на поверхности мишени, создаваемого за счет объемного источника, определяется выражением где Ro = (2 3) Ri - радиус теплового пятна на поверхности мишени.

Глубина проникновения теплового источника в тело мишени определяется пробегом электрона в мишени, а радиус зоны действия объемного источника тепла – характером рассеяния энергии.

В случае малых энергий электрона выполняется условие Тогда полный пробег электрона определяется как e = 2,110 12 2, а потери энергии выражением В случае больших энергий электронов, когда выполняется условие 1, пробег электронов определяется формулой Теплообмен в элементарном объеме происходит за счет теплопроводности, смещения фронта испарения и действия индивидуального источника – частицы и затрат энергии на кристаллизацию.

. Тогда баланс энергии в элементарном объеме мишени будет иметь вид где Lкр энергия кристаллизации.

В граничных условиях учитывается поверхностный источник тепла, теплоотвод – испарением, тепловым и рентгеновским излучением.

Граничные условия на поверхности мишени с учетом изложенного примут вид:

Дополнительными условиями считается распределение в теле мишени объемного и поверхностного источников тепла:

для x xn если z + y то Q(o ) = 0 и А= для x xn, то А=0.

Расчеты проводились на ЭВМ методом конечных разностей. В результате расчета за счет действия одного электрона определялась удаляемая масса. Отношение этой величины к массе удаляемого атома позволило определить коэффициент эрозии.

Скорость смещения фронта испарения Vф рассчитывалась в предположении Ленгмюровского испарения с учетом противодавления среды.

Температурные напряжения в зоне действия индивидуальных При исследовании температурных полей в зоне действия электрона было показано, что температурные поля имеют существенную неоднородность во времени и пространстве, т.е.

наблюдаются значительные по величине градиенты температур в плоскости z-y и по глубине х, а также по времени. Все это указывает на возможность реализации температурных напряжений в зоне действия электронов, причем значительных по величине.

При действии корпускулярных облучений на металлы и сплавы меняются их структура (изменение размера зерен) и механические характеристики (твердость, микротвердость, предел прочности, предел текучести), а также появляются сетки трещин в материале мишени (особенно ярко выражен этот эффект для диэлектрических материалов [1] ). Одной из причин, вызывающих подобные изменения в материале нестационарные). По оценкам Г. Паркуса действия нестационарных температурных напряжений более существенно проявляются при временных действиях тепловых источников порядка 10-11 – 10-12 с. Время действия источника составляет величину порядка 10-10 – 10-13 с, причем в обмене энергии с налетающей частицей участвует достаточно большое число атомов мишени, и размер зоны, в которой расходуется энергия первичной и вторичной частиц, составляет величину порядка долей миллиметра. Все это говорит о правомочности макроскопического рассмотрения процесса температурного деформирования материала мишени.

Рассмотрим характер расходования энергии налетающей частицы.

Первичная частица сначала в результате только электронной, а затем и атомной теплопроводности передает энергию материалу. Эта энергия затрачивается в зоне нескольких атомных слоев, начиная с поверхности мишени. В тоже время с поверхности мишени происходит излучение, что приводит к отводу энергии от материала мишени, в результате торможение частицы в материале мишени приводит к рентгеновскому излучению, которое релаксируется в основном в материале мишени, но частично может отводиться от него. Однако эта доля энергии по предварительным оценкам незначительна, и мы ее не учитываем. На деформирование материала мишени затрачивается энергия, которую необходимо учесть в балансе тепла.

Баланс тепла в зоне действия частиц на материал мишени будет иметь вид Для определения удлинений хх, уу, zz и сдигов ху, yz, zx воспользуемся выражением термоупругого потенциала Ф [1] где µ - коэффициент Пуассона; G - модуль упругости второго рода; линейный коэффициент расширения материала мишени; - плотность материала мишени.

По величине термоупругого потенциала перемещений и по известным соотношениям находим величины удлинений и сдвигов:

Деформации сдвигов не могут задаваться произвольно, так как они совместимости:

Этими условиями проверяется правильность определения удлинений и сдвигов, а их корректировка – вводом дополнительных напряжений.

Величины температурных напряжений определялись из выражения термоупругого потенциала перемещений где ik подчиняется условиям:

Граничные условия дополнялись равенством нулю всех напряжений в начальный момент времени, а также равенством их нулю на границах.

Решение совместной задачи теплопроводности и термоупругости проводилось на ЭВМ методом конечных разностей. Для определения энергии деформации, термоупругого потенциала единицы объема на n-м шаге по времени использовались температурные поля n-1-го шага по времени.

Условие прочности при действии импульсных напряжений В случае бомбардировки мишени заряженными частицами время действия температурных напряжений мало, что снижает вероятность разрушения даже при напряжениях, значительно превышающих предел прочности.

Определим условия разрушения. Если принять энергетический критерий разрушения, т.е. оно наступит тогда, когда энергия, подводимая к единичному объему металла д, будет больше, чем критическая энергия разрушения кр, то условие разрушения представим в виде Так как практически любое напряжение можно привести к растяжению или сжатию соответствующим выбором сориентированного в пространстве единичного объема, то для хрупких материалов практическая энергия разрушения определяется как где в – предел прочности при растяжении; Т – время действия напряжений при испытании на растяжение.

Величину энергии деформирования единичного объема д можно определить по максимальной величине упругого потенциала единицы объема Wmax (в зоне предполагаемого разрушения, где экв вд ), определяемого при решении уравнения термоупругости, по величине дозы облучения Д ( размерность част./м2) и по площади разрушения Sp (в м2). Тогда где в - время действия напряжений в зоне действия одной частицы.

С учетом неравенства (17) и выражений (17) и (18) получим величину дозы облучения, при которой возможно разрушение:

Условия зарождения термоусталостной трещины можно получить из выражения (19) подстановкой вместо площади предполагаемой зоны разрушения Sp величины площади зарождающейся трещины SТ. По оценкам размеры зоны зарождающейся трещины должны в несколько раз превышать параметр атомной решетки а, и тогда площадь зарождающейся трещины можно получить как SТ = 10 2 а 2. Следовательно, доза облучения, при которой начинается зарождение термоусталостной трещины ДТ, определяется как где Т – напряжение трещинообразования, которое может быть упрощено. Тогда Выражениями (20) и (21) оговариваются условия, при выполнении которых наступит разрушение или начнет развиваться термоусталостная трещина. Если зона материала, в которой выполняются эти условия, является замкнутой с выходом на поверхность материала, то они соответствуют разрушающей дозе облучения, т.е. Д = Д р. Если же зона, в которой выполняются эти условия, не замкнута, то они соответствуют зарождению термоусталостной трещины. Тогда разрушающая доза облучения определяется в виде где l p - расстояние от места возникновения термоусталостной трещины до поверхности; VТр - скорость развития трещины, которая по методике может определятся как где Сo и h - экспериментальные коэффициенты для ряда материалов (их можно найти [1, 10]; - разность между минимальным и максимальным значениями напряжений; a - первоначальный размер трещины; м - корректирующая функция, зависящая от формы поверхности трещины для различных видов разрушения [10].

2. Поля температур и температурных напряжений при действии ряда электронов с различной энергией Проводилось рассмотрение действия пяти электронов А c EeА=5105эВ, четырех электронов В с энергией EeВ=5104эВ и четырех электронов С с энергией EeС=3103эВ при их действии на деталь из стали. Рассматривалось распределение температур на глубине детали в зоне действия этих частиц за время столкновений (принималось, что окончание теплового действия этих частиц реализуется одновременно).

Расстояние между частицами соответствовало первой критической плотности тока [1], когда поля температур от действия соседних частиц не пересекаются. В этом случае, а также в результате наличия максимальных градиентов температур должны реализовываться температурные напряжения максимальных значений.

На рис. 7. представлено распределение температур по глубине от действия частиц А, В и С. Видно, что глубина проникновения наиболее высокоэнергетичных электронов порядка 10-6 м, что примерно 1,3e.

Максимум температуры реализуется на глубине 0,9e и составляет 4,2104К, для частицы А максимум температуры также вблизи 0,9e и равен 1,3104К, а для частицы С – максимум составляет 1,8103К и вблизи 0,9e с. Поля температур по глубине удачно дополняют друг друга и способствуют заполнению объема полем температур. Для того чтобы убедиться в этом, рассмотрим характер заполнения температурным полем объема на таких поверхностях: x = 0, x = 0,9eC, x = 0,9eA, 0,9e B и x = 1,1eA (рис. 8.). Заполнение объема полем температур также при получается достаточно полное. Значение температур x = 1,1eA изменяется от 990 К на поверхности и до 720 К на глубине x = 1,1eA, причем в фиксированных точках 0,9eC, 0,9eB и 0,9eA соответственно составляют 1,8103 К, 1,3104 К и 4,2104 К. Этих температур достаточно для зарождения наноструктур.

Распределение температурных напряжений по глубине для тех же частиц А, В и С представлено на рис. 9.

Распределение температурных напряжений по глубине даже полнее заполняет объем детали по глубине элементарного объема, причем максимальные значения температурных напряжений составляют A = 0,7 108 Н/м, x = 0,9eA ; B = 1,4 108 Н/м, x = 0,9eB и C = 8107 Н/м, x = 0,9eC.

Для получения полной картины заполнения объема рассмотрим распределение температурных напряжений на тех же поверхностях x = 0, x = 0,9eC, x = 0,9eA, 0,9e B и x = 1,1eA (рис. 10). На этих поверхностях соответственно реализуются максимальные напряжения 1,4107 Н/м2;

8107 Н/м2; 1,4108 Н/м2; 2,7108 Н/м2 и 6107 Н/м2 (рис. 10). Заполнение объема полем температурных напряжений высокое, но величины не всегда достаточны для получения наноструктур, но вместе с получаемыми температурами и скоростью роста температуры, которые достигают 1012-1015К/с, эти условия достаточны для зарождения наноструктур.

3. Задача теплопроводности для оценки интегрального Поля температур могут быть получены, если рассчитывать не только нагрев, но и охлаждение, тогда на поле температур перед каждым температурным воздействием можно оценить и время достижения и интегральной температуры, достаточной для получения наноструктур, что было сделано в [1], а если учесть, что в этом случае процесс охлаждения значительно более инерционен, чем нагрев, то при достаточно высоких плотностях токов электронов каждого сорта можно оценить время достижения требуемой температуры решением трансцендентного уравнения Можно воспользоваться материалами [1] и получить поле температур как при действии частиц как сплошной среды. Например, для случая действия потока электронов с qe = 2 1014 Вт/м2 с размером пятна R = 10 м2 и эффективным временем действия в одном месте 10-4 с, температура составляет 5103 К (см. рис. 11).

Температурные напряжения рассчитывать не целесообразно так как ожидать высоких значений температурных напряжений возможно на периферии пятна, а в объеме они будут незначительны.

1. Костюк Г.И. Физические процессы плазменно-ионных, ионно-лучевых, плазменных, светолучевых и комбинированных технологий. Физикотехнические основы нанесения покрытий, ионной имплантации и ионного легирования, лазерной обработки и упрочнения, комбинированных технологий: моногр. / Г.И. Костюк. К.: Изд-во АИНУ, 2002. Кн. 1. 587 с.

2. Костюк Г.И. Физико-технические основы напыления покрытий, ионной имплантации и ионного легирования, лазерной обработки и упрочнения, комбинированной технологии. Справочник для расчета основных физических и технологических параметров, оценки возможностей, выбора типа технологий и оборудования. Физико-технические основы нанесения покрытий, ионной имплантации и ионного легирования, лазерной обработки и упрочнения, комбинированных технологий:

моногр. / Г.И. Костюк. К.: Изд-во АИНУ, 2002. Кн. 2. 441 с.

3. Костюк Г.И. Эффективный режущий инструмент: справ. / Г.И. Костюк.

Х.: Харьк. авиац. ин-т, 2007. 610 с.

4. Костюк Г.И. Наноструктуры на базе фуллеренов: Физика, свойства, применение / Г.И. Костюк // Вопросы проектирования и производства конструкций летательных аппаратов: сб. науч. тр. Нац. аэрокосм. ун-та им. Н.Е. Жуковского «ХАИ». Вып. 3(50). Х., 2007. С. 78 – 96.

5. Костюк Г.И. Об аномально высокой микротвердости слоев из одно- и многокомпонентных покрытий из нитридов, карбидов и карбонитридов металлов / Г.И. Костюк, Л.В. Лобанова, И.А. Сыпченко, А.Н. Куринный // Вісті Академії інженерних наук України: наук.-техн. та громадський часопис Президії Академії інженерних наук України. Вип.3 (30). К., 2006. С. 222 231.

6. Костюк Г.И. Трибологические свойства алмазоподобных углеродных покрытий и возможные области их применения / Г.И. Костюк, И.А. Сыпченко // Вісті Академії інженерних наук України: наук.-техн. та громадський часопис Президії Академії інженерних наук України. Вип. (30). К., 2006. С. 251 259.

7. Костюк Г.И. Научные основы создания современных технологий: учеб.

пособие / Г.И. Костюк. Х., 2008. 601 с.

8. Костюк Г.И. Физико-технические основы роботизированного производства: учеб. пособие / Г.И. Костюк. Х., 2006. 614 с.

9. Гречихин Л.И. Физика наночастиц и нанотехнологий / Л.И. Гречихин.

Мн.: УП «Технопринт», 2004. 397 с.

10. Kostyuk G. The effective cutting tools having the coating and hardened layers: monograph-reference book / G. Kostyuk. Kharkov, «KhAI», 2007.

633 p.

11. Шнейдер П. Инженерные проблемы теплопроводности / П. Шнейдер.

М.: Иностр. лит-ра, 1960. 488 с.

12. Аксенов И.И. Вакуумная дуга в эрозионных источниках плазмы / И.И. Аксенов. Х.: Изд-во НИИ «ХФТИ», 2005. 211 с.

13. Хаякава С. Физика космических лучей: кн. 2 «Ядерно-физический аспект» / С. Хаякава. М.: Мир, 1973. 701 с.

14. Готт Ю.В. Взаимодействие частиц с веществом в плазменных исследованиях / Ю.В. Готт. М.: Атомиздат, 1978. 271 с.

15. Гусев А.И. Нанокристаллические материалы: методы получения и свойства / А.И. Гусев. Екатеринбург: Изд-во РАН, Уральское отделение, 1998. 302 с.

16. Гусев А.И. Наноматериалы, наноструктуры, нанотехнологии / А.И. Гусев. М.: «Физматлит», 2005. 416 с.

17. Решетняк Е.Н. Синтез упрочняющих наноструктурных покрытий / Е.Н. Решетняк, В.И. Стрельницкий // Вопросы атомной науки и техники.

2008. №2. С. 119 – 130.

18. Анарлевский Р.А. Наноматериалы: концепция и современные проблемы / Р.А. Анарлевский. Физика металлов и металловедение.

2003. Т. 91, № 1. С. 50 56.

19. Гончаров А.А. Состав, структура и свойства наноструктурных пленок боридов тантала / А.А. Гончаров, П.И. Игнатенко, В.В. Петухов, В.А. Коновалов, Г.К. Волкова, В.А. Ступак, В.А. Глазунова // ЖТФ. 2006.

Т. 76. С. 10.

20. Костюк Г.И. Наноструктуры и нанопокрытия: перспективы и реальность: учеб. пособие / Г.И. Костюк. – Х.: Нац. аэрокосм. ун-т, 2009.

406 с.

ОБРАЗОВАНИЕ НАНОСТРУКТУР TIN В ПОВЕРХНОСТНОМ СЛОЕ

ЖЕЛЕЗА ПРИ ДЕЙСТВИИ ИОНОВ РАЗЛИЧНЫХ СОРТОВ,

ЗАРЯДНОСТЕЙ И ЭНЕРГИЙ

Интерес к наноматериалам обусловлен возможностью значительной модификации и принципиального изменения свойств известных материалов при переходе в нанокристаллическое состояние, новыми возможностями, которые открывает нанотехнология в создании материалов и изделий из структурных элементов нанометрового размера [3]. Это не только твердость (в некоторых случаях наблюдается сверхтвердое состояние), коэффициент трения, износ, адгезия, но также и пластичность, ударная вязкость (способность материалов поглощать энергию в процессе деформации без разрушения), что дает преимущество наностуруктурам перед другими материалами [4].

Наноструктурные материалы и покрытия благодаря своим уникальным свойствам способны обеспечивать структурную и химическую адаптацию поверхности к изменяющимся условиям эксплуатации, конструкции с их применением обладают высокой прочностью и надежностью, при нанесении нанокомпозитных покрытий достигаются уникальные прочностные свойства.

Для получения наноматериалов необходимо обеспечить соответствующие температуры, скорости их нарастания, давления в определенном объеме, наличие атома металла - катализатора, вокруг которого образуется наноструктура. Действие заряженных частиц на конструкционные материалы приводит к появлению на глубине довольно высоких температур, при действии индивидуальных ионов разных сортов и энергий. В зоне теплового воздействия есть вероятность появления температурных напряжений значительной величины, что подтверждает возможность зарождения локальных зон, где достигаются условия появления наноструктур [5]. Существуют сложные теоретические модели, но для практического применения они не удобны, поэтому представлена модель оценивания температур и температурных напряжений.

1. Теоретическая модель оценивания температур в Температура поверхности от интегрального действия потока ионов определяется по значению теплового потока на поверхность q в предположении, что размеры зоны действия потока намного больше глубины проникновения его как для полуограниченного тела, на которое действует данный тепловой поток [2]:

где Tн - температура окружающей среды;

q - тепловой поток действия частиц;

- коэффициент теплопроводности;

а - коэффициент температуропроводности;

- время действия заряженных частиц;

x - текущая координата;

erf - интеграл Лапласа.

Исследование характера выделения энергии иона по глубине материала детали показывает, что максимум энергии выделяется на глубине вблизи половины свободного пробега иона, поэтому мы можем воспользоваться выражением для распределения температуры для мгновенного точечного источника на глубине, равной половине свободного пробега иона, что дает картину, близкую к реальной. В результате этого получаем выражение для оценки распределения температуры по глубине детали.

Формулу (1.1) будем применять для оценки температуры на макроуровне при получении наноструктур TiN и TiAlN, в случае микроуровня будем использовать формулу где n - зарядность иона;

е - заряд электрона;

Е - энергия действия частиц;

Сv - теплоемкость материала;

ma - молекулярная масса;

L - длина свободного пробега иона;

а - коэффициент температуропроводности;

b - коэффициент, показывающий изменение глубины проникновения частицы в подложку, изменяется от 0 до 1;

- время действия заряженных частиц.

Температурные напряжения для каждого элемента детали, ограниченного двумя сечениями, определялись в предположении работы его как защемленного участка (остальная часть тела не деформируется) при нагревании этого элемента.

2.1. Условия получения TiN и Ti-Al-Si-N в поверхностном слое Рассматривалось действие теплового потока на полуограниченное тело и оценивались температурные напряжения как для защемленного участка при его нагревании. В таблице приведены условия образования наноструктур на макро уровне для TiN и Ti-Al-Si-N на подложке Fe.

Необходимая температура для получения данной наноструктуры на макроуровне с размером зерна 4 нм при магнетронном распылении составляет 500-1000°С [1], что можно обеспечить при тепловом потоке q= 1011-1010 Вт/м2, при времени его действия = 10-7 - 10-6 с, скорости нарастания температуры = 6109 - 6107 °С/с для обеспечения температуры 550 °С и = 11010 - 1108 °С/с для обеспечения температуры 1000°С, температурные напряжения составляют = 8108 Па и = 2109- 4109 Па.

На рис. 1, а приведены трехмерные зависимости температуры T, напряжения и координаты х при действии теплового потока q=1011 Вт/м2 и времени его действия 10-7-10-5 с. На рис. 1, б приведена трехмерная зависимость скорости нарастания температуры от времени действия теплового потока и от координаты его проникновения.

Рисунок 1 Зависимости температуры, напряжения и координаты проникновения ионов (а), скорости нарастания температуры, времени действия и глубины проникновения (б) при образовании наноструктуры TiN при тепловом потоке 2.2. Условия получения TiN в поверхностном слое подложки Fe на В случае рассмотрения действия индивидуальных частиц использовалось решение для мгновенного точечного источника, находящегося на глубине, равной половине длины свободного пробега иона, используем формулу (1.2). На микроуровне было рассмотрено действие частиц Ti и N на подложку Fe с энергией Е = 250-1000 эВ, с зарядовым числом от 1 до 3.

На рис. 2 изображены поля температур и температурных напряжений на глубинах материала 0,5LA, 0,5LB, 0,5LC и 0,8LB (частица А – это трехзарядный N (LA = 2,2710-8м) при действии энергии 250 эВ, 4 шт; частица В – трехзарядный N (LВ = 6,9210-8м), действующий с энергией 1000 эВ, 5 шт; С – трехзарядный Ti (LС = 1,710-8м), с энергией 1000 эВ, 16 шт.).

Максимальная глубина проникновения наблюдается у частицы В, которая имеет максимальную длину свободного пробега и максимальный радиус распределения температур и напряжений ( rB max = 27,7 109 м), частицы А и С не действуют к плоскости 0,5 LB. При этом значение максимальной температуры в этой плоскости TB max = 3,21 105°C, значение максимальных температурных напряжений - B max = 2,46 1010 Па.

Далее рассматриваем трехзарядный N с меньшей энергией (частица А), глубина проникновения данной частицы больше чем трехзарядного Ti, однако в плоскости 0,5LA наблюдаются температуры и напряжения всех видов рассматриваемых частиц. Максимальный радиус полей температур и напряжений rA max = 9,08 109 м, значения температур и напряжений TA max = 6,91 104°C и A max = 4,69 109 Па.

При внедрении Ti с энергией E = 1000 эВ (частица С) происходит мгновенное нагревание материала до TC max = 1,57 106°C, и максимальные напряжения будут составлять C max = 9,99 1010 Па. Частица С имеет минимальный радиус полей rC max = 6,82 109 м, но при этом значения температур и напряжений максимальные.

При действии ионов различных сортов, энергий, зарядностей, теплового потока есть возможность возникновения достаточных температур (за счет соответствующего распределения температур по глубине обеспечивается высокая средняя температура), скорости ее нарастания и значительных по величине температурных напряжений.

Необходимая температура для получения данной наноструктуры на макроуровне с размером зерна 4 нм при магнетронном распылении составляет 500-1000°С [1], что можно обеспечить при тепловом потоке q= 1011-1010 Вт/м2, при времени его действия = 10-7 - 10-6 с, скорости нарастания температуры = 6109 - 6107 °С/с для обеспечения температуры 550 °С и = 11010 - 1108 °С/с для обеспечения температуры 1000°С, температурные напряжения составляют = 8108 Па и = 2109- 4109 Па.

В случае рассмотрения действия индивидуальных частиц использовалось решение для мгновенного точечного источника, находящегося на глубине, равной половине длины свободного пробега.

На микроуровне были рассмотрены действия частиц Ti и N на подложку Fe с энергией Е = 250-1000 эВ с зарядовым числом от 1 до 3. При внедрении Ti с энергией E = 1000 эВ, происходит мгновенное нагревание материала до 2,5105 – 1,57106 °С. Если энергия составляет 250 эВ, то максимальные температуры материала будут составлять 4,37103 – 1,25105 °С. Что касается внедрения N, то температуры, возникающие в металле, гораздо ниже, чем для Ti. При энергии 1000 эВ температура для однозарядной частицы составляет 2,4105 °С, для двухзарядной – 3,9105°С, для трехзарядной - 4105°С, если же энергия составляет 250 эВ, то температуры в этом случае составляют 6,9103;

4,4104; 6,9104°С для однозарядных, двухзарядных и трехзарядных частиц соответственно.

Таким образом, при действии на металл различных сортов частиц и энергии возникают достаточные температуры, скорости нарастания и температурные напряжения в определенном объеме.

1. Решетняк Е.Н. Синтез упрочняющих наноструктурных покрытий / Е.Н. Решетняк, В.И. Стрельницкий // Вопросы атомной науки и техники.

2008. № 2. С. 119 – 130.

2. Костюк Г.И. Физико-технические основы нанесения покрытий, ионной имплантации и ионного легирования, лазерной обработки и упрочнения, комбинированных технологий: монография-справочник: в 2 кн. / Г.И. Костюк. К.: Изд-во АИНУ, 2002. 1030 с.

3. Гусев А.И. Нанокристаллические материалы: методы получения и свойства / А.И. Гусев. Екатеринбург: Изд-во РАН, Уральское отделение, 1998. 302 с.

4. Костюк Г.И. Наноструктуры и нанопокрытия: перспективы и реальность: учеб. пособие / Г.И. Костюк. – Х.:Нац. аэрокосм. ун-т «ХАИ», 2009. 406 с.

5. Костюк Г.И. Получение наноструктур в объеме детали при комбинированном упрочнении / Г.И. Костюк, О.М. Мелкозерова // Вісті Академії інженерних наук України: наук.-техн. та громадський часопис Президії Академії інженерних наук України. Вип.1 (38). К., 2009.

С. 12 20.

ИССЛЕДОВАНИЕ ТОЧНОСТИ НАНЕСЕНИЯ МЕТАЛЛА

ПРИ ДОЗИРОВАННОЙ АРГОНО-ДУГОВОЙ НАПЛАВКЕ

изделий точечной аргоно-дуговой дозированной наплавкой точность нанесения капель электродного металла зачастую определяет качество заварки дефекта в целом. Смещение центра области нанесенного металла приводит к браку в виде незаполненного углубления в зоне разделки дефекта, низкой прочности соединения наплавленного и основного металлов.

металла относительно области нанесения металла (которая в данном случае совпадает с зоной разделки дефекта) характеризует точность нанесения металла. Основными факторами, определяющими точность нанесения электродного металла, являются: точность установки детали относительно головки; интенсивность блуждания электродных пятен дуги и мощность потоков паров металла в пятнах дуги, вызывающих раскачивание капли на торце электрода; мощность и неравномерность восходящих потоков газа, обуславливающих отклонение траектории капли от оси электрода; несимметричность обдувания капли защитным газом за счет несовершенства конструкции наплавочной головки, несоосность приложения управляющего газодинамического воздействия силам, удерживающим каплю на электроде.

рассматривались и изучались такие способы повышения пространственной устойчивости дуги: выбор оптимальных параметров выходного канала ограничительного сопла: программное управление сварочного тока; выбор оптимальных параметров электрода [1].

приводили в той или иной степени к повышению точности нанесения, но имели определенные недостатки.

канала ограничительного сопла проводился в направлении его уменьшения, чтобы ограничить область блуждания катодного пятна дуги, что позволило повысить равномерность разогрева зоны наплавки и точность нанесения капли, но с увеличением сварочного тока давление дуги на каплю увеличивалось, что приводило к ее отклонению от оси электрода и касанию стенок сопла. После отрыва капли достаточно часто наблюдалось попадание ее на стенки канала сопла. Кроме того, такие сопла выбираются с учетом размеров капель жидкого металла, а следовательно, их область применения ограничена.

размера дефекта и меняются в значительном диапазоне, то необходимо иметь большое количество ограничительных сопел. Кроме того, частая замена ограничительного сопла снижает оперативность работ.

влияют на точность нанесения капли. Для того чтобы сформировать каплю металла требуемой массы, необходимо расплавить требуемый объем электродного металла, который при точечной дуговой наплавке определяется диаметром электрода и шагом подачи. При заданной массе (объеме) капли с увеличением диаметра электрода длина вылета уменьшается, и наоборот.

точности нанесения капли является программное изменение величины сварочного тока. Суть его заключается в том, что после формирования капли заданной массы и нагрева детали сварочный ток значительно снижается, что приводит к значительному снижению давления дуги на каплю. Капля под действием силы веса устанавливается вдоль оси электрода, что повышает точность ее нанесения. Установлено, что чем больше время от момента снижения тока до момента отрыва, тем более точно капля устанавливается вдоль оси электрода и тем выше точность ее нанесения. Установлено также, что величина сварочного тока при этом должна составлять не более 0,2…0,25 основного сварочного тока.

В противном случае наблюдается заметное снижение точности. Однако при таких значениях токов наблюдается остывание капли и поверхности изделия, что ведет к снижению жидкотекучести наносимого металла и уменьшению площади расплавления наплавленного металла с изделием.

стабилизации сварочной дуги было предложено применять продольное неоднородное магнитное поле [2]. Под действием такого поля заряженные частицы движутся по суживающейся спирали, стягиваясь к оси вращения. Экспериментальные исследования показали, что дуга в таком магнитном поле имеет форму конуса, обращенного вершиной к катоду, при этом «блуждания» вершины конуса не наблюдается, в формирование капли протекает без отклонений от оси электрода.

факторов, влияющих на точность нанесения, она оценивалась экспериментально. На медную подложку 1 (рис. 1) с разметкой, которую устанавливали на специальную подставку 2 по шпилькам 3, наносили каплю расплавленного металла 4. Установка стола подставки осуществлялась с помощью микровинтов до совпадения центра разметки закрепленной подложки с осью электрода 5. Положение наплавочной головки оставалось неизменным для всей серии экспериментов.

Рисунок 1 Схема стенда при определении точности нанесения металла: а без закрутки магнитным полем; б с закруткой магнитным полем металла исследовали в двух сериях экспериментов. Первая серия экспериментов была проведена на наплавочной головке без магнитного поля (рис.1, а), вторая – с использованием соленоида на сопловой части головки (рис.1, б). Соленоид 6 располагали на сопловой части. При проведении экспериментов были выбраны режимы наплавки, обеспечивающие уверенный перенос металла. После наплавки отклонение центра нанесенного металла от центра разметки определялось на приборном столе инструментального микроскопа находили по формулам где Хmax, Xmin - расстояние до крайней точки области наплавленного металла в плане в продольном направлении; Ymax, Ymin - расстояние в поперечном направлении (рис. 2, а).

различном расстоянии от изделия до тора мундштука hм. С увеличением расстояния точность уменьшается. Увеличивается блуждание опорных пятен дуги, падает концентрация теплового потока.

Минимальное расстояние ограничено размерами капли и условием недопущения замыканием дугового промежутка между каплей и поверхностью изделия, которое приводит к резкому повышению силы тока и неконтролируемому переходу капли в сварочную ванну.

между поверхностью детали и торцом мундштука должно составлять не менее 3 4 диаметров электрода. С увеличением диаметра электрода уменьшается отношение диаметра капли к диаметру электрода, ухудшаются условия газодинамического воздействия, усложняется процесс управляемого переноса капли, что приводит к снижению точности нанесения.

фокусирующего сопла dc к диаметру капли приводит к увеличению точности нанесения капли металла. При этом растет вероятность контакта жидкого металла с фокусирующим соплом, что приводит к срыву процесса. Выбор диаметра фокусирующего сопла в диапазоне dc = 1.2…1.4 dк позволяет обеспечить приемлемую стабильность процесса. Увеличение скорости газа в момент импульса vг.и. за счет увеличения давления в ресивере улучшает точность нанесения, но чрезмерное увеличение энергии импульса приводит к выплескиванию металла из сварочной ванны.

Рисунок 2 Отклонение центра наплавленной точки относительно разметки:

а схема к расчету отклонения; б фотокадр эксперимента Увеличение расхода защитного газа и добавление в защитный газ гелия приводит к повышению пространственной устойчивости дуги, другими словами «отшнуровованию» дуги вдоль оси канала, вероятно, за счет интенсивного охлаждения наружных слоев столба дуги потоком защитного газа [3]. Блуждание анодного пятна по поверхности капли уменьшается, что увеличивает точность нанесения капли. Однако слишком значительный расход защитного газа увеличивает аэродинамическое давление на каплю электродного металла, что усложняет ее управляемый перенос.

В исследуемом диапазоне режимов наблюдается некоторое увеличение точности нанесения металла при увеличении тока с одновременным снижением времени сварки. Увеличение тока приводит к увеличению пространственной стабильности дуги, однако при этом увеличивается мощность сил, действующих на каплю жидкого металла во время ее формирования и переноса, снижается точность дозирования, ухудшаются условия управляемого переноса.

При сдуве капли с задержкой горения дуги точность нанесения снижается. Это связано с интенсивными восходящими потоками и давлением дуги на каплю жидкого металла, что вызывает отклонение капли от оси электрода. Кроме того, процесс горения дуги становится неустойчивым. В момент отрыва капли дуга часто обрывается.

При выключении дуги мощность восходящих потоков уменьшается, положение капли на торце электрода стабилизируется. Важным параметром является время задержки сдува tсд. С увеличением tсд точность нанесения увеличивается, однако за счет высокой теплопроводности алюминия температура капли и сварочной ванны быстро уменьшается, ухудшаются условия отрыва капли газодинамическим способом. Плавное снижение тока в конце цикла позволяет уменьшить мощность потоков при поддержании температуры капли на должном уровне, что позволяет улучшить точность нанесения капли.

Применение продольного магнитного поля с индукцией B = 3…9 10-4 Тл повышает точность нанесения капли. Связано это с тем, что при нагреве разделки дуга в основном горит с боковой поверхности капли, что приводит к ее отклонению от оси электрода.

Наложение магнитного поля вызывает радиальные перемещения опорных пятен дуги, смещение анодного пятна к нижней части капли, сжатие столба дуги относительно оси соленоида, который устанавливается соосно с соплом наплавочной головки. С увеличением напряженности магнитного поля и силы тока скорость перемещения пятен возрастает.

Чрезмерно высокая напряженность магнитного поля вызывает дробление капли, процесс плавления и переноса металла становится нестабильным.

Обработку экспериментальных данных осуществляли методами математической статистики (табл. 1). Для двух исследуемых режимов строили гистограмму распределения значений отклонения центра нанесенного точки от оси электрода (рис. 3).

Рисунок 3 Гистограмма распределения отклонения центра нанесенного металла (материал 1201, dэ = 2 мм, Iд= 60 A; hm= 7 мм; tд= 1.0 с): а без закрутки магнитным Таблица 1 Параметры распределения значений отклонения центра нанесенной Если считать, что отклонения центра нанесенного металла X и Y — независимые случайные величины, распределенные по нормальному закону и имеющие нулевые математические ожидания и одинаковые дисперсии, то величина отклонения по радиусу, вычисляемая по формуле (2), подчиняется распределению Рэлея [4] где – мода, параметр масштаба.

Как видно из табл. 1, применение магнитного поля позволяет повысить точность нанесения металла на 10-20%. Кроме этого, перемещение опорных пятен дуги по периметру разделки, вызванное магнитным полем, положительно влияет на стабильность размеров сварочной ванны и, как следствие, форму усиления сварного шва.

Уменьшается процент брака в виде незаполненных углублений в зоне разделки, повышается прочность соединения основного и наплавленного металлов.

1. Рогачев Е.П. Особенности аргонодуговой наплавки выступов на листовой заготовке из алюминиевых термически упрочняемых сплавов.

// Авиационно-космическая техника и технология: сб. науч. тр. – ХарьковРыбачье, 1998. – С. 40- 2. Горлов А.К. Применение магнитного поля для стабилизации формы выступа при аргонодуговой дозированной наплавке/ А.К. Горлов, А.М.

Жуков, Е.П. Рогачев, С.Н. Лашко // Вісті академії інженерних наук України.- 2009. - №1(38). С. 251-254.

3. Замков В.М. Про контракцію зварювальної дуги в сумішах інертних газів/ В.М. Замков, П.В. Порицкий, В.П. Прилуцький // Доповіді Нац. акад.

наук України. – 2005. №7. – С. 77-82.

4. Гурский Е.И. Теория вероятностей с элементами математической статистики / Е.И. Гурский. – М.: Высш. шк., 1971. – 328 с.

ОБРАЗОВАНИЕ НАНОСТРУКТУР ПРИ ДЕЙСТВИИ ИОНИЗИРУЮЩЕГО

ИЗЛУЧЕНИЯ НА МАТЕРИАЛЫ

Для получения нанокристаллических структур на поверхности, как известно, необходимо создание определенных температур (или скорости ее нарастания), давлений в необходимом объеме и наличия атома металла, вокруг которого формируется наноструктура.

Как показано в работах [1–10], действие лазерного излучения на конструкционные материалы приводит к появлению на глубине до 10-6мм довольно высоких температур при действии ионизирующего излучения и в зоне теплового воздействия есть вероятность появления температурных напряжений значительной величины по глубине и объему, что подтверждает возможность появления локальных зон, где достигаются условия появления наноструктур. Для того чтобы такие условия реализовались в значительном объеме, необходимо обеспечить действие высоких температур и напряжений, также максимальное заполнение объема полями температур с повышенными температурами и в то же время сохранить зоны с максимальными градиентами температур, когда реализуются высокие значения температурных напряжений. Очевидно, простым увеличением плотностей теплового потока этого достичь будет нельзя, так как с ростом плотности теплового потока градиенты температур при длительном действии лазерного облучения (ЛО) снижаются, а следовательно, снижаются величины температурных напряжений и не выполняются условия образования наноструктур.

Работа выполнялась в рамках программы Министерства образования и науки "Новые и ресурсосберегающие и технологии в энергетике, промышленности и агропромышленном комплексе" (подсекция 13 "Аэрокосмическая техника и транспорт") и по темам "Создание физико-технических основ повышения качества материала аэрокосмических конструкций" и "Разработка технологических основ интегрированных технологий плазменно-ионной обработки деталей аэрокосмической техники", а также в рамках хоздоговорных работ и договоров о сотрудничестве.

В работах [16-18] исследовано влияние размера зерна на физикомеханические и электрические свойства материалов, так в работах [16обнаружено наличие максимума микротвердости в зависимости от размера зерна. В работе [17] наблюдалось слабое влияние размера зерна на микротвердость нитрида в магнетронных нанокомпозитах nc – TiN/Si3N4 при различных температурах отжига, тогда как для вакуумнодуговых нанокомпозитов есть размеры зерен, для которых реализуется максимальная микротвердость (рис. 1 – 5).

Рисунок 1 Зависимость критических плотностей тепловых потоков от времени их микротвердости от процентного состава TiN в покрытии TiB2+TiN (размер кристаллов 3-10,2нм) [18] Рисунок 3 Микротвердость покрытия от Рисунок 4 Зависимость микротвердости размера зерна по данным работы [19] от размера зерна по данным работы [19] В работах [1 - 5] получены высокие значения микротвердости для покрытия 0.8ZrN+HfN при комбинированной обработке до 45 ГПа, повышение износостойкости и стойкости режущего инструмента до раз, а при нанесении только покрытия 0.8ZrN+0.2HfN микротвердость составляла около 35 ГПа, что превышает микротвердость отдельных компонентов более чем в 2 раза, все это дает возможность предполагать, что даже при нанесении только покрытия реализуется появление наноструктур, тогда как дополнительная электронно-лучевая модификация позволяет получать более эффективные наноструктуры с улучшенными свойствами и на значительной глубине (до 0,1 мм).

За счет действия ионов различных сортов, энергий, зарядности, плотностей токов есть возможность сохранения достаточных температур (за счет соответствующего распределения температур по глубине обеспечивается высокая средняя температура), в то же время выбирая расположение по глубине (варьируя энергии, зарядности и сорт частиц), обеспечиваем высокие градиенты температур. Следовательно, в довольно большом объеме материала будут действовать значительные по величине напряжения, т.е. будут выполняться условия для получения кристаллических структур.

Поэтому, несколько модернизировав модель действия индивидуальных частиц на конструкционные материалы [1, 10], получим модель, учитывающую необходимые факторы (в частности, в модели не учитывался характер взаимовлияния полей температур и температурных напряжений в довольно большом рассматриваемом объеме).

Так как рассматриваем импульсное действие ЛО, то будем учитывать конечную скорость распространения тепла.

2. Задача о действии лазерного излучения с учетом конечной В ранее рассмотренных задачах [1] о действии лазерного излучения предполагалась бесконечно большая скорость распространения тепла. При изучении теплового действия ЛИ, время действия которого мало, весьма вероятно, что будет сказываться эффект конечной скорости распространения тепла. Дифференциальное уравнение теплопроводности с учетом конечной скорости распространения тепла в левой части имеет слагаемое, пропорциональное произведению второй производной температуры по времени и времени релаксации р. С учетом сказанного левая часть уравнения баланса тепла принимает вид:

Для анализа условий, в которых может быть существенным эффект конечной скорости распространения тепла, перепишем правую часть этого уравнения в конечных разностях:

скорости не следует. При решении задач о действии лазерного излучения (ЛИ) частиц достаточная точность решения лежит в пределах 2…3% и, если изменения температуры будут лежать в этих пределах, то условие можно переписать в виде:

Здесь t это шаг по времени при решении задачи методом конечных разностей, которое можно принять равным tp/n; tp время, в течение которого рассматривалась тепловая задача. Тогда, воспользовавшись уравнением для изменения температуры на поверхности в пространстве (одномерный случай распространения тепла), получим выражение для критических тепловых потоков, при которых необходимо учитывать эффект конечной скорости распространения тепла:

где n число шагов по времени при расчете.

Приняв шаг по времени при расчете равным 0,1 и (и время действия теплового источника), получим выражение для критической плотности теплового потока:

В случае тепловых потоков большой плотности необходимо рассматривать задачу с конечной скоростью распространения тепла.

Для расчета критических плотностей тепловых потоков необходимо определить время релаксации тепловых колебаний атома решетки.

2.1. Определение времени релаксации теплового колебания атома Считаем, что тепловое смещение атома решетки приводит к сдвигу материала, т.е. материал обладает упругостью, но в то же время постепенно из-за внутреннего трения происходит уменьшение амплитуды колебаний решетки, т.е. тело обладает вязкостью (текучестью). Подобный феноменологический подход был рассмотрен еще Максвеллом в 1868 году при рассмотрении свойств аморфных тел.

При рассмотрении упругого деформирования угловую деформацию объема единичного размера под действием силы Рху можно определить по формуле где модуль упругости второго рода.

Предположим, что тело обладает вязкими свойствами, а не упругими, тогда рассматриваемый объем под действием силы Рху потечет и в нем установится градиент скорости y :

где коэффициент внутреннего трения (вязкости).

Так как твердое тело обладает свойствами упругости и вязкости, то для получения результирующей деформации продифференцируем уравнение (2.45) и сложим (2.46) и (2.47):

Обозначив = 1 + 2, получим Это уравнение описывает твердое тело, обладающее свойствами упругости и вязкости.

Рассмотрим поведение такого упруготекучего тела в случае прекращения действия силы, т.е. подвода тепла. Для нахождения закона изменения силы при релаксации приравняем правую часть к нулю, так как деформация постепенно обратится в нуль, т.е. положим:

Интегрируем и получаем или Сила Рху в момент времени t = 0 остается постоянной как в случае твердого упругого тела, однако постепенно релаксирует и в конце концов обращается в ноль.

Практически скорость релаксации можно определить как промежуток времени, за который сила убывает в е раз. Тогда время определим по формуле Видно, что время релаксации зависит от величины коэффициента вязкости и модуля упругости второго рода, т.е. является характеристикой материала. Очевидно, время передачи энергии равно времени релаксации, так как за это время осуществляется передача энергии от одного атома к другим.

Время релаксации теплопереноса, очевидно, связано с диссипативными (вязкими) свойствами материала, т.е. такая аппроксимация справедлива.

Так, в таблице приведено сравнение величины времени релаксации теплопереноса и периода колебаний атомной решетки.

Видно, что снижение амплитуды колебаний в е раз происходит на несколько десятков колебаний, что говорит о реальности полученных величин времени релаксации этим методом. Величина времени релаксации лежит в пределах от 410-11 до 1,3810-10 с.

2.2. Анализ характеристик тепловых источников, при которых необходимо учитывать конечную скорость распространения тепла Выражение (6) показывает взаимосвязь критической плотности потока (превышение которой говорит о необходимости учета конечной скорости распространения тепла), времени релаксации тепловых колебаний атомной решетки, времени действия источника, а также с теплофизическими характеристиками материала. Для мишеней из алюминия, никеля, меди, железа, олова и висмута даны зависимости критической плотности теплового потока от времени действия теплового источника (рис. 6). Тепловые источники с параметрами, лежащими выше соответствующих кривых, требуют учета конечной скорости распространения тепла. А для тепловых источников меньшей плотности (ниже кривых) рассмотрение бесконечной скорости распространения тепла не приведет к ошибкам больше 2…3 %, т.е. задача может решаться классическими методами. Если воспользоваться данными анализа параметров тепловых источников в зоне действия лазерного излучения на железо, олово, медь, никель, висмут и алюминий, практически всегда выполняются условия, при которых учет конечной скорости распространения тепла не влияет на расчетные значения коэффициента эрозии, но для ряда параметров могут реализоваться условия, при которых необходимо учитывать конечную скорость распространения тепла (особенно при малом времени действия 10-8…10-7 с).

2.3. Особенности постановки задачи об эрозионных процессах в зоне действия лазерного излучения при учете конечной скорости С учетом конечной скорости распространения тепла уравнение теплопроводности в элементарном объеме материала запишем в виде где последнее слагаемое учитывает затраты энергии на плавление металла при температуре плавления. Постоянная В удовлетворяет следующим условиям:

если T(x, y, z, t)Tпл, то B = Vпл ;

если T(x, y, z, t)Tпл, то В = 0.

Второе слагаемое в левой части учитывает конечную скорость распространения тепла. Остальные слагаемые те же, что и в работе [1].

Граничные условия на поверхности х=0 соответствуют работе [1].

Граничные условия на поверхности х=хн, y=yн, y=yк, z=zн, z=zк, очевидно, рассматриваемого объекта и изменением условий теплообмена.

Рассматриваемая область пространства должна быть переменной во времени, так как на границе зоны распространения тепла и зоны, где температурное поле еще не распространилось, можно считать, что в данный момент отсутствует теплообмен между этими зонами (т.е.

Рисунок 6 Схема рассматриваемой зоны в задаче теплопроводности с учетом На рис. 6 изображена схема рассматриваемой области электрода.

Видно, что на глубине слой, где распространяется температурное поле, различен, что связано со временем его распространения. Координата хк изменяется во времени и равна:

где t эффективное время пребывания теплового источника в одном месте.

Границы в плоскости z, y на периферии являются радиальными, причем на месте первоначального положения теплового источника радиус границы больше, что связано со временем распространения тепла в радиальном направлении. Радиусы в начальном (Rн) и конечном (Rк) положениях определяются так:

пространства вдоль осей представим в следующем виде:

При отсутствии теплообмена на границах граничные условия в данном случае запишем в виде Начальные условия в уравнении (15) остаются аналогичными выражению из работы [1].

Для того чтобы существенно не изменять метод решения задачи по сравнению с рассмотренным ранее, решение уравнения (15) проводили следующим образом. На первом шаге по времени второе слагаемое в левой части уравнения (15) принимали равным нулю, на втором шаге по решении уравнения на втором шаге, т.е. второе слагаемое на n+1-м шаге вычисляли по величине Т, определенном на n-м шаге. Такое решение не приводило к заметным ошибкам из-за большого числа шагов по времени, которое выбиралось при расчетах.

Проведены расчеты полей температур и температурных напряжений. Так на рис. 7 показаны температурные поля в стали 45 на поверхностях х =0, x = 0.5 и x = при тепловом потоке Вт/м2, VП=0, n = 10 c при рассмотрении задачи теплопроводности с учетом конечной скорости распространения тепла, а на рис. температурные поля для тех же условий, полученные для бесконечной скорости распространения тепла (см. рис. 3).

Рисунок 7 Температурные поля в зоне Рисунок 8 Температурные поля в зоне конечной скорости распространения бесконечной скорости распространения Сравнение этих рисунков позволяет провести анализ результатов.

Так видно, что учет конечной скорости распространения тепла приводит к получению температур на 65 К больше, на поверхностях х = 0 и х = 0, реализуются скачки температур в зоне границы распространения тепла.

Эти скачки температур, очевидно, связаны с конечной скоростью распространения тепла и будут в процессе развития температурных полей перемещаться от центральной части к периферии, протяженность зоны скачка, логично предположить, будет равна периоду решетки.

Градиенты температур, несмотря на небольшой скачок по величине изза малости зоны, будут велики, могут приводить к значительным динамическим температурным напряжениям. Были рассчитаны температурные напряжения при дополнении задачи теплопроводности задачей термоупругости.

и температур в зоне действия перемещающегося (а – V П = 20 м / с ) и неподвижного (б) светолучевых потоков ( q ЛИ = 2,6 10 12 Вт / м 2 ) и времени действия импульса и = 10 6 с, R = 10 4 м для стального образца Вт/м2, n=10-6) на сталь Так, на рис. 10 видно, что в отличие от характера распределения полей температурных напряжений, полученных при рассмотрении бесконечной скорости распространения тепла, температуры (рис. 9) за счет более значительных градиентов температур для конечной скорости распространения тепла в зоне (рис.10) теплового воздействия приводят к более значительным температурным напряжениям, а в зоне скачка температур появляется еще один максимум температурных напряжений, причем значения максимальных напряжений в обоих максимумах соизмеримы ( max = 2,8 10 H / м и ' max = 9,2 10 H / м ), что говорит о необходимости учета последних, особенно для случая малого времени действия лазерного излучения.

В заключение следует отметить, что учет конечной скорости распространения тепла влияет на характер распределения температур:

появляются скачки температур, приводящие к появлению высоких градиентов температур;

повышается максимальная температура за счет снижения влияния эффекта теплопроводности;

повышается величина температурных напряжений в зоне распространения (максимальных градиентов температур) тепла на 3…7 %;

появляется дополнительный максимум температурных напряжений в зоне скачка температур, соизмеримый с основным максимумом (30…35 % от max);

величина температур и температурных напряжений говорит о реальности получения наноструктур в поверхностном слое детали толщиной до 10-6 м. Появляются дополнительные максимумы температурных максимумов температурных напряжений в зоне скачка температур (зона перехода от изменяющейся температуры к начальной), где величины температурных напряжений близки к необходимым для получения наноструктур;

диапазон значений времени действия ЛИ для эффективного получения наноструктур составляет 10-7…10-6 с;

внесение в зону ЛИ атомов катализатора повысит эффективность получения наноструктур.

1. Костюк Г.И. Физические процессы плазменно-ионных, ионно-лучевых, плазменных, светолучевых и комбинированных технологий. Физикотехнические основы нанесения покрытий, ионной имплантации и ионного легирования, лазерной обработки и упрочнения, комбинированных технологий: моногр. / Г.И. Костюк. – К.: Изд-во АИНУ, 2002. Кн. 1. - 587 с.

2. Костюк Г.И. Физико-технические основы напыления покрытий, ионной имплантации и ионного легирования, лазерной обработки и упрочнения, комбинированной технологии. Справочник для расчета основных физических и технологических параметров, оценки возможностей, выбора типа технологий и оборудования. Физико-технические основы нанесения покрытий, ионной имплантации и ионного легирования, лазерной обработки и упрочнения, комбинированных технологий:

моногр. / Г.И. Костюк. – К.: Изд-во АИНУ, 2002. Кн. 2. 441 с.

3. Костюк Г.И. Эффективный режущий инструмент: справ. / Г.И. Костюк.

– Х.: Харьк. авиац. ин-т, 2007. 610 с.

4. Костюк Г.И. Наноструктуры на базе фуллеренов: Физика, свойства, применение / Г.И. Костюк // Вопросы проектирования и производства конструкций летательных аппаратов: сб. науч. тр. Нац. аэрокосм. ун-та им. Н.Е. Жуковского «ХАИ». Вып. 3(50). Х., 2007. С. 78 – 96.

5. Костюк Г.И. Об аномально высокой микротвердости слоев из одно- и многокомпонентных покрытий из нитридов, карбидов и карбонитридов металлов / Г.И. Костюк, Л.В. Лобанова, И.А. Сыпченко, А.Н. Куринный // Вісті Академії інженерних наук України: наук.-техн. та громадський часопис Президії Академії інженерних наук України. Вип. 3 (30). – К., 2006. С. 222 231.

6. Костюк Г.И. Трибологические свойства алмазоподобных углеродных покрытий и возможные области их применения / Г.И. Костюк, И.А. Сыпченко // Вісті Академії інженерних наук України: наук.-техн. та громадський часопис Президії Академії інженерних наук України.

Вип. 3 (30). – К., 2006. С. 251 259.

7. Костюк Г.И. Научные основы создания современных технологий: учеб.

пособие / Г.И. Костюк. – Х., 2008. 601 с.

8. Костюк Г.И. Физико-технические основы роботизированного производства: учеб. пособие / Г.И. Костюк. – Х., 2006. 614 с.

9. Гречихин Л.И. Физика наночастиц и нанотехнологий / Л.И. Гречихин.

Мн: УП «Технопринт», 2004. 397 с.

10. Kostyuk G. The effective cutting tools having the coating and hardened layers: monograph-reference book / G. Kostyuk. Kharkov, «KhAI», 2007.

633 p.

11. Шнейдер П. Инженерные проблемы теплопроводности / П. Шнейдер.

М.: Иностр. лит., 1960. 488 с.

12. Аксенов И.И. Вакуумная дуга в эрозионных источниках плазмы / И.И. Аксенов. Х.: Изд-во НИИ «ХФТИ», 2005. 211 с.

13. Хаякава С. Физика космических лучей. / С. Хаякава. М.: Мир, 1973.

Кн. 2.: Ядерно-физический аспект. 701 с.

14. Готт Ю.В. Взаимодействие частиц с веществом в плазменных исследованиях / Ю.В. Готт. М.: Атомиздат, 1978. 271 с.

15. Гусев А.И. Нанокристаллические материалы: методы получения и свойства / А.И. Гусев. Екатеринбург: Изд-во РАН, Уральское отделение, 1998. 302 с.

16. Гусев А.И. Наноматериалы, наноструктуры, нанотехнологии / А.И. Гусев. М.: Физматлит, 2005. 416 с.

17. Решетняк Е.Н. Синтез упрочняющих наноструктурных покрытий / Е.Н. Решетняк, В.И. Стрельницкий // Вопросы атомной науки и техники.

2008. № 2. С 119 – 130.

18. Анарлевский Р.А. Наноматериалы: концепция и современные проблемы / Р.А. Анарлевский. Физика металлов и металловедение.

2003. Т. 91, № 1. С. 50 56.

19. Гончаров А.А. Состав, структура и свойства наноструктурных пленок боридов тантала / А.А. Гончаров, П.И. Игнатенко, В.В. Петухов и др. // ЖТФ. 2006. Т. 76. С. 10.

20. Костюк Г.И. Наноструктуры и нанопокрытия: перспективы и реальность: учеб. пособие / Г.И. Костюк. – Х.: Нац. аэрокосм. ун-т, 2009.

406 с.

ЭФФЕКТИВНАЯ ИОННАЯ ОЧИСТКА В РАЗРЯДЕ ПЛАНАРНОГО

МАГНЕТРОНА СО СТРУКТУРОЙ ПОЛОГО КАТОДА

Магнетронное распыление является одним из наиболее часто используемых методов для осаждения тонких пленок и ионного преимущества, включая генерацию "чистой" плазмы (отсутствие микрочастиц) и достаточно высокие скорости осаждения (порядка 0,1 мкм/мин) при относительно низких температурах подложки (порядка 500 K).

Магнетронный разряд является существенно тлеющим разрядом, который поддерживается вторичной электронной эмиссией с поверхности катода, который подвергается бомбардировке ионами высоких энергий. Отличительной чертой магнетронного разряда является использование магнитного поля, форма которого существенно влияет на структуру разряда и силу разрядного тока [8]. Обычно слабое магнитное поле (порядка 10-3-10-1 T) не может повлиять на движение ионов ("замагнитить"), поэтому только электроны рассматриваются как "замагниченная" составляющая. В условиях ограниченной подвижности поперек магнитного поля каждая линия магнитного поля рассматривается как приблизительно эквипотенциаль электрического поля. Вследствие этого происходит существенное изменение электрического потенциала в плазме и существование достаточно сильных электрических полей, которые могут быть использованы для ускорения ионов в направлении перпендикулярно магнитному полю [9-12]. Магнитное поле, перпендикулярное электрическому полю, увеличивает полный пробег электронов и обеспечивает высокую скорость ионизации. Ограничение подвижности вторичных электронов магнитным полем возле катода (закрытый дрейф) также создает высокую плотность плазмы.

Как правило, магнетронные распылительные устройства используются в качестве источника плазмы и паров материала катода, которые затем транспортируются к подложке, где необходимо произвести травление или осаждение покрытия. Ранее было показано, что катод планарного магнетрона сам по себе может быть использован как подложка для немагнитных деталей, которые можно эффективно разогреть для последующего осаждения покрытия с высокой адгезией [10]. Однако широкое применение магнетрона как устройства для эффективной очистки, а не просто разогрева, сдерживается существенной неоднородностью распределения ионного тока вдоль поверхности катода. Вследствие этого распылению подвергается относительно небольшая площадь поверхности катода. Для устранения этого недостатка и более равномерного распыления поверхности катода применяют различные методы, например, взаимное перемещение магнитного поля и катода или использование несбалансированных магнетронов, когда внутренние и внешние магниты создают неодинаковую индукцию магнитного поля (сильный периферический и слабый центральный постоянные магниты) [7].

В данной работе показано, что использование соленоида, установленного под катодом со структурой полого катода, позволяет получить устройство для более равномерного распыления поверхности катода. Получены распределения плотности ионного тока вдоль поверхности катода в зависимости от давления рабочего газа и индукции приложенного магнитного поля, которые позволяют сделать вывод о том, что устройство может быть использовано для эффективной ионной очистки неферромагнитных деталей перед последующим осаждением покрытия.

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

Экспериментальная установка показана схематически на рис. 1.

Соленоид (4100 витков) цилиндрической формы диаметром 150 мм и высотой 106 мм (внутренний диаметр 45 мм) был установлен в цилиндрической вакуумной камере (500500 мм) под подложкойкатодом.

Рисунок 1 Схема экспериментальной установки Катод состоял из диска из полированной нержавеющей стали диаметром 400 мм и толщиной 8 мм с установленной на него кольцевой структурой, изготовленной из ленты полированной нержавеющей стали шириной 84 мм и толщиной 2 мм. В результате этого катод имел структуру полого катода. Таким образом, обеспечивались замыкание силовых линий на поверхности катода и замкнутый дрейф электронов, т.е., устройство представляло собой планарный магнетрон со структурой полого катода.

Автоматическая система подачи газа поддерживала давление азота в пределах от 0,01 до 10 Па. Давление измерялось с помощью термопарного и ионизационного датчиков. На катод подавался отрицательный потенциал по отношению к заземленным стенкам вакуумной камеры.

Эксперименты проводились в таких условиях. Ток соленоида изменялся в диапазоне от 1,6 до 2,2 А. Давление рабочего газа изменялось в диапазоне от 1,1 до 1,7 Па при постоянной величине индукции магнитного поля. На катод подавалось отрицательное напряжение смещения в диапазоне от 250 до 1300 В. В этих условиях возникал самоподдерживающийся магнетронный разряд, и измерялись распределения плотности ионного тока вдоль поверхности катода (вдоль поверхности дисковой и боковой частией) для разрядных токов 5, 10 и 15 А.

Планарный зонд использовался для измерения распределения плотности осевого ионного тока как функции положения зонда вдоль поверхности подложки. Зонд представлял собой подвижную (20200,5 мм) токопроводящую пластину, изготовленную из полированной немагнитной нержавеющей стали. Он устанавливался на подложке и изолировался от нее с помощью высокотемпературного изолятора. Зонд подсоединялся к источнику питания через отдельный амперметр. При включении разряда падение напряжения между зондом и анодом составляло не менее 250 В; таким образом зонд принимал ионный ток насыщения [14]. Длительность каждого цикла измерения составляла 2 с.

Разряд возникал в форме яркого светящегося плазменного тора, заполняющего объем катода за исключением центральной области;

фотография разряда показана на рис. 2. При увеличении тока, визуально наблюдаемые размеры разряда увеличивались, затем оставались практически постоянными в широком диапазоне токов, при этом увеличивалась только яркость разряда. Ионы, возникающие в этой зоне, ускоряются по направлению к катоду, вызывая его эрозию в области, называемой зоной распыления.

Яркость разряда и ионный ток показали сильную зависимость от давления рабочего газа и приложенного магнитного поля. Более высокие значения давления и магнитного поля позволяли получить более высокий ток при меньших напряжениях.

Измеренные распределения плотности ионного тока вдоль поверхности катода при различных токах разряда, давлениях рабочего газа и приложенных магнитных полях показаны на рис. 3 и 4.

Вертикальная пунктирная линия (h = 0) на всех рисунках отделяет часть распределения, измеренную вдоль дисковой части катода (соответствует координате r на рисунках), от распределения, измеренного на боковой части (соответствует координате h).

Полученные распределения имеют схожую форму и позволяют сделать предположение, что в предложенных диапазонах величина индукции магнитного поля и давления рабочего газа оказывают слабое влияние на форму распределения. Для всех режимов характерно наличие максимума при радиусе r = 110 мм, причем плотность ионного тока быстро растет от центра подложки, пока не достигает максимума.

Затем плотность снижается до величины порядка 65 % максимального значения (r 140 мм), после чего плотность ионного тока остается практически неизменной либо понижается незначительно до радиуса r 180 мм. В областях r [185...190] мм, h [0...5] мм распыление очень слабое. Численные оценки позволяют сделать предположение о влиянии ленгмюровского слоя, препятствующего диффузии ионов в эту область.

Боковая часть поверхности катода показывает более равномерное распределение со значительно более пологим максимумом, который соответствует координате h 25 мм.

Рисунок 3 Распределение плотности ионного тока вдоль подложки; ток соленоида (Im = 1,6 A), разрядный ток (I = 5; 10; 15 А) и давление реактивного газа Рисунок 4 Распределение плотности ионного тока вдоль подложки; ток соленоида (Im = 2,2 A), разрядный ток (I = 5; 10; 15 А) и давление реактивного газа рассматриваются как параметры: а – P = 1,1 Па; б – P = 1,4 Па; в – P = 1,7 Па Плотность ионного тока достаточно быстро растет до этого максимума, затем полого спадает, также достигая на краю (h = 84 мм) величины порядка 65 % максимального значения (для h 25 мм).

Проведенные измерения позволяют сделать такие предположения о влиянии конфигурации магнитного поля на распределение плотности ионного тока вдоль подложки. Предложенная схема позволяет замкнуть силовые линии магнитного поля на катод, когда эти линии пересекают его поверхность на выходе и входе, что обеспечивает замкнутый дрейф электронов и условия поддержания магнетронного разряда. В то же время радиус кривизны силовых линий над поверхностью катода значительно больше, чем для сбалансированного магнетрона [7,8].

Поскольку ширина зоны распыления прямо пропорциональна квадратному корню из радиуса кривизны силовых линий, подобная конфигурация приводит к существенному росту ширины зоны распыления [8]. При рассматриваемых относительных размерах соленоида и катода ширина зоны распыления практически ограничена боковой поверхностью.

Наличие боковой части поверхности катода приводит к влиянию на форму распределения плотность ионного тока вдоль дисковой части.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 7 |
Похожие работы:

«Алексей Стахов Десять прорывных технологий 21-го века и золотая информационная технология От редакции АТ Хотелось бы привлечь особое внимание всех компьютерных специалистов, электронных и компьютерных фирм и университетов к этой необычной статье, которая затрагивает базис современной компьютерной технологии (системы счисления и методы кодирования информации). В этой статье, как и в предшествующих статьях [1-3], проф. Стахов утверждает следующее: 1. В 70-е и 80-е годы 20-го столетия в Советском...»

«ВЕСТНИК НАЦИОНАЛЬНОГО ТЕХНИЧЕСКОГО УНИВЕРСИТЕТА ХПИ Сборник научных трудов 38'2010 Тематический выпуск Транспортное машиностроение Издание основано Национальным техническим университетом Харьковский политехнический институт в 2001 году Государственное издание Свидетельство Госкомитета по РЕДАКЦИОННАЯ КОЛЛЕГИЯ: информационной политике Украины КВ № 5256 от 2 июля 2001 года КООРДИНАЦИОННЫЙ СОВЕТ: Ответственный редактор: Председатель В.В. Епифанов, канд. техн. наук, проф. Л.Л. Товажнянский, д-р...»

«СПОСОБЫ СЛОВООБРАЗОВАНИЯ КАК ФАКТОР СИСТЕМНОСТИ В ТЕРМИНОЛОГИИ (НА МАТЕРИАЛЕ ТЕРМИНОВ ХИМИЧЕСКОГО МАШИНОСТРОЕНИЯ) Г.И. Литвиненко, А.Н. Дядечко Рассматриваются вопросы развития и формирования отраслевых терминологических подсистем. Исходя из того, что словообразовательные особенности являются одним из основных факторов, обеспечивающих системность терминологии, проводится словообразовательный анализ терминологической выборки, представляющей область химического машиностроения. В лексикологических...»

«А.Э.ЮНИЦКИЙ СТРУННЫЙ ТРАНСПОРТ ЮНИЦКОГО МОСКВА, 2000 Юницкий Анатолий Эдуардович - президент Фонда “Юнитран” содействия развитию струнного транспорта (г.Москва) и генеральный конструктор Исследовательского центра “Юнитран” (г.Гомель). Автор более 80 изобретений (в том числе и принципиальной схемы струнной транспортной системы), 22 из которых использованы в строительстве, машиностроении, электронной и химической промышленности, научных исследованиях в Республике Беларусь, Российской Федерации и...»

«1 ЦЕЛИ ОСВОЕНИЯ ДИСЦИПЛИНЫ Целями освоения дисциплины Технологические процессы нанесения покрытий методами вакуумных технологий являются: - изучение теоретических основ методах роста покрытий и пленок, их возможностях и ограничениях; физических основ явлений, происходящие на различных этапах процесса напыления и роста покрытий и пленок; особенности оборудования, определяемые природой покрытий и методом их нанесения; - получение практических навыков работы с приборами зарубежных и отечественных...»

«ВЕСТНИК НАЦИОНАЛЬНОГО ТЕХНИЧЕСКОГО УНИВЕРСИТЕТА ХПИ Сборник научных трудов 22'2008 Тематический выпуск Технологии в машиностроении Издание основано Национальным техническим университетом Харьковский политехнический институт в 2001 году Государственное издание РЕДАКЦИОННАЯ КОЛЛЕГИЯ: Свидетельство Госкомитета по информационной политике Украины Ответственный редактор: КВ № 5256 от 2 июля 2001 года Ю.В.Тимофеев, д-р техн. наук, проф. КООРДИНАЦИОННЫЙ СОВЕТ: Ответственный секретарь: Председатель...»






 
© 2014 www.kniga.seluk.ru - «Бесплатная электронная библиотека - Книги, пособия, учебники, издания, публикации»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.