Aufbau einer Kammer zur RBS ... - atom.uni- · PDF filezung und die Struktur der Probe ziehen ann.k ... atom [4] 9. 2 Wechselwirkungsprozesse ... sin4 =2 2 m M 2 + ::: (2.6)

Aufbau einer Kammer zur

RBS-Analyse an Turbinenschaufeln aus

TiAl-Legierungen am 2,5MV

Van-de-Graa-Beschleuniger

Bachelorarbeit am

Institut für Kernphysik an der

Johann Wolfgang Goethe-Universität

Frankfurt am Main

Stefan Zeller

September 2008

2

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 5

2 Wechselwirkungsprozesse 9

2.1 Übersicht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92.2 Rutherford Rückstreu Spektrometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102.3 Form des Spektrums . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

2.3.1 Dünne einelementige Folie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122.3.2 Mehrelementiges Target . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

2.4 Teilchen induzierte Gammastrahlen Emission . . . . . . . . . . . . . . . . 142.5 Der Halogeneekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

3 Aufbau des Vakuumsystems 21

3.1 Die Vakuumkammer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 213.2 Der Strahlanalysator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

3.2.1 Die Basis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 233.2.2 Die Kamera . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 233.2.3 Das Ventil . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.2.4 Das Dreibein . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.2.5 Der Kollimator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.2.6 Der Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.3 Die Detektoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 263.3.1 Der PIGE-Detektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 263.3.2 Der RBS-Detektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

3.4 Beschleuniger und Pumpen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

4 Analyse 29

4.1 Auswertung von RBS-Spektren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 294.1.1 Bestimmung der Oberächenhöhe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 294.1.2 Bestimmung der Targetzusammensetzung . . . . . . . . . . . . . . 304.1.3 Tiefenprolbestimmung mit Hilfe einer Simulation . . . . . . . . . 32

4.2 Auswertung von PIGE-Spektren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

5 Zusammenfassung und Ausblick 41

3

Inhaltsverzeichnis

4

1 Einleitung

Intermetallische Legierungen der Titanaluminide erreichen aufgrund ihrer Eigenschaftengroÿe Bedeutung für die Luft- und Raumfahrt, sowie für die Automobilindustrie. Durchden Einsatz dieser Werkstoe statt der konventionellen Stahl- und Nickellegierungen kanndas spezische Gewicht, bei gleichbleibenden Stabilitätseigenschaften, auf etwa die Hälftereduziert werden.Die Festigkeitswerte erfüllen die an den Werksto gestellten Anforderungen, ab einerTemperatur von etwa 750 C ergeben sich jedoch Dezite bei der Oxidationsbeständig-keit. Für Bereiche niedrigerer Temperatur steht der Werksto bereits zur Verfügung, imEinsatzgebiet von bewegten Teilen des Motoren- und Turbinenbaus liegen aber höhereTemperaturen vor, die eine Anpassung des Werkstoes erforderlich machen.

Aufgrund seiner physikalischen und mechanischen Eigenschaften eignet sich γ-Titanalu-minium besonders zur Herstellung extrem leichter und hochtemperaturbeständiger Werk-stoe. Es ist eine von mehreren intermetallischen Phasen die Titan und Aluminium bil-den. Ende der 80er Jahre erstellte J.L. Murray ein Phasendiagramm, das von McCulloughund S.C. Huang weiterentwickelt wurde und den gegenwärtigen Kenntnisstand wiedergibt[1]. In diesem Phasendiagramm sind die Ti- und Al-Mischkristalle sowie die intermetal-lischen Phasen α2-Ti3Al, γ-TiAl, TiAl2, TiAl3 identiziert. Die gestrichelten Linien imKonzentrationsbereich von 55-75 at.% Aluminium des in Abbildung 1.1 dargestelltenPhasendiagramms sind Phasengleichgewichte mit unzureichenden Daten. J.C. Schusteruntersuchte diesen Bereich und ermittelte die geordneten Phasen Ti2Al5 und Ti5Al11.Im Vergleich zu konventionellen Hochtemperatur-Materialien, die aus Nickel-Superle-gierungen hergestellt sind, weist γ-TiAl mit einem spezischen Gewicht von 3.6 g/cm3

eine mehr als 50% geringere Dichte auf. Die extreme Sprödigkeit der geordneten γ-Phaseerfordert jedoch den Einsatz von Zweiphasenlegierungen mit einem Al-Anteil zwischen45-49 at.% in der γ-Phase und einem daraus resultierenden Anteil der α2-Phase von ma-ximal 20%.

Grundsätzlich lässt sich die Oxidationsbeständigkeit des Werkstoes durch Zugabe vonweiteren Legierungselementen wie Niob, Molybdän, Silizium und Bor entsprechend er-höhen, wodurch allerdings im Gegenzug Nachteile bei den mechanischen Eigenschaftenentstehen [2]. Um das zu verhindern wurde versucht Oberächenschichten auf den Werk-stoen aufzubringen, die ihrerseits für die Bildung einer schützenden oxidischen Deck-schicht sorgen.Bei der Hochtemperaturoxidation bildet sich neben dem langsam wachsenden Alumini-umoxid, das in reiner Form eine Schutzschicht darstellt, Titanoxid, das aufgrund seineshohen Fehlordnungsgrades zu hohen Wachstumsgeschwindigkeiten und damit hohen Me-

5

1 Einleitung

Abbildung 1.1: TiAl-Phasendiagramm nach Murray, McCullough und Huang [1]

tallabtragsraten neigt. Im Gegensatz zu einer reinen Aluminiumoxidschicht stellt dieMischoxidschicht aus Titan- und Aluminiumoxid keine wirksame Diusionsbarriere fürSauersto dar. Die Verfahren zur Oberächenmodizierung zielen also, neben dem Kon-zept des Aufbringens einer komplett externen Schutzschicht, auf die Etablierung eineroberächennahen Phase ab, die selbst in der Lage ist, eine reine Aluminiumoxidschichtwährend des Oxidationsprozesses zu bilden. Dazu kann beispielsweise die Aluminiumkon-zentration in der Randschicht angereichert werden, wodurch jedoch aufgrund der benö-tigten Dicke der veränderten Schicht Festigkeits- und Duktilitätsverhalten beeinträchtigtwerden [3]. Die Ausdehnung modizierter Oberächenschichten sollte aus diesem Grundidealerweise möglichst gering gehalten werden.

Der Halogeneekt ist ein Mikrolegierungseekt von Titanaluminiden bei dem die Ein-dringtiefe der Oberächenmodizierung auf weniger als 0.1 µm beschränkt ist. Damitbleibt praktisch der gesamte Querschnitt des Bauteils unbeeinusst von der Oberächen-behandlung, so dass sich dessen mechanischen Eigenschaften nicht verändern, währenddie Hochtemperaturoxidationsbeständigkeit stark erhöht werden kann. Dieser Eekt be-ruht auf der Wirkung von Halogenionen, deren Implantation in die Oberächenschichtdie Entstehung einer reinen, schützenden Aluminiumoxidschicht bei Temperaturen vonüber 800 C induziert. Diese während des Einsatzes in der Betriebsatmosphäre gebilde-te Schutzschicht kann die Oxidationsbeständigkeit um mehrere Gröÿenordnungen erhö-

6

hen. Die neue Werkstogruppe von implantierten Titanaluminiden bendet sich in derÜbergangs-Phase von der Produktentwicklung und Qualitätsüberprüfung zur industriel-len Produktion.Entscheidend für den erfolgreichen Verlauf des Halogeneektes ist neben der implantier-ten Menge an Halogenionen und deren Tiefe unterhalb der Oberäche auch das Verfahren,mit dem die Ionen in das Material eingebracht werden. Um die Auswirkungen unterschied-licher Implantationsparameter und -verfahren zu analysieren, werden verschiedene atom-und kernphysikalische Analysemethoden angewendet, deren technische Realisierung undDurchführung das Thema der vorliegenden Arbeit darstellen. Zur Tiefenprolerstellungmit Hilfe von Rückstreuspektrometrie und Kernreaktionsanalyse wird im Rahmen die-ser Arbeit eine Vakuumkammer erstellt. Mit ihr wird es möglich sein reale Bauteile wieTurbinenschaufeln unter den angeführten Gesichtspunkten zu untersuchen. Das folgen-de Kapitel enthält einen Überblick über die Analysemethoden, sowie eine detailliertereBeschreibung des Halogeneekts.

7

1 Einleitung

8

2 Wechselwirkungsprozesse

Die Untersuchung der Oberächenprole von behandelten Titanaluminiden wird mit Hil-fe der Rückstreuspektrometrie und der Kernreaktionsanalyse vorgenommen. Zunächstsollen jedoch die möglichen Wechselwirkungen und Reaktionen von hochenergetischenIonen mit dem Target im Überblick dargestellt werden. Anschlieÿend wird auf die verwen-deten Methoden detailliert eingegangen. Eine genauere Betrachtung der Funktionsweisedes Halogeneekts bildet den Abschluss dieses Kapitels.

2.1 Übersicht

Hochenergetische Ionen können auf verschiedene Weise mit Atomkernen und Hüllenelek-tronen des Targets interagieren. Anhand der Streuprodukte werden die Wechselwirkungs-prozesse charakterisiert und analysiert, wobei man Rückschlüsse auf die Zusammenset-zung und die Struktur der Probe ziehen kann.

Abbildung 2.1: Wechselwirkungsprozesse von hochenergetischen Ionen mit einem Target-atom [4]

9


Wird das hochenergetische Ion elastisch am positiven Coulombwall des Kernpotentials ge-streut, spricht man von Rutherford'scher Rückstreuung bzw. Rutherford BackscatteringSpectrometry (RBS). Unter bekanntem Winkel wird hierbei die Energie des rückgestreu-ten Ions, welches einen Teil seiner anfänglichen Energie an den Stoÿpartner abgegebenhat, gemessen. Die Höhe der detektierten Energie gibt Information über die Massenzahldes Stoÿpartners.

Bei ausreichend dünner Festkörperprobe wird diese von den hochenergetischen Ionendurchdrungen. Dabei erfahren die Ionen einen elementspezischen Energieverlust, derper Teilchendetektor ermittelt wird. Mit der STIM-Methode (Scanning Transmission IonMicroscopy) können aus den Messdaten Informationen über die Flächenmasse der Probegewonnen werden.

Durch Herausschlagen von Hüllenelektronen durch auftreende Ionen entstehen Lückenin der Elektronenhülle. Benden sich diese in den inneren Schalen, speziell in der K- undL-Schale, so können andere Elektronen aus den äuÿeren Schalen die Lücken wieder auül-len. Die Energiedierenz zwischen dem Elektronenzustand der äuÿeren Schalen zu demder inneren Schalen wird in Form von charakteristischer Röntgenstrahlung ausgesendet.Detektion und Auswertung der so entstehenden Röntgenstrahlung wird PIXE-Methode(Particle Induced X-Ray Emission) genannt, mit der sich Aussagen über die Zusammen-setzung der Probe treen lassen [5].

Wenn die Ionenenergie ausreicht um die Coulombbarriere der Kerne im Target zu über-winden, treten inelastische Streureaktionen auf. Der getroene Kern wird in einen an-geregten Zustand versetzt, dessen elementspezische Zerfallsmoden zur Emission vonGamma-Strahlung führen, die mit Hilfe eines Detektors gemessen werden. Diese Mess-methode ist die PIGE-Analyse (Particle Induced Gammaray Emission).

Im Folgenden werden die beiden für diese Bachelorarbeit wichtigeren Prozesse und Ana-lyseverfahren ausführlicher beschrieben.

2.2 Rutherford Rückstreu Spektrometrie

Solange die Energie der Ionen nicht ausreicht um Kernreaktionen zu erzeugen, bestehtdie Interaktion mit dem Target ausschlieÿlich aus der Coulomb Wechselwirkung. Die ein-fache Kinematik der elastischen Streuung macht man sich bei der Rutherford RückstreuSpektrometrie (RBS) zunutze. Unter einem festen Winkel nahe der Strahlachse der ein-kommenden Ionen wird die, durch den Stoÿprozess verringerte, Ionenenergie detektiert.Da die Wahrscheinlichkeit für eine Rückstreuung (Streuquerschnitt) bekannt bzw. bere-chenbar ist, ergibt sich die Konzentration der Elemente in der Probe direkt, eine Quanti-zierung ist also direkt ohne Vergleich mit Proben bekannter Zusammensetzung möglich.Die bei diesem Prozess wichtigsten Gröÿen sind der kinematische Faktor und der Wech-

10

2.2 Rutherford Rückstreu Spektrometrie

Abbildung 2.2: RBS-Reaktionsgeometrie

selwirkungsquerschnitt, die im nächsten Schritt eingeführt werden.Wenn also ein Ion, nachfolgend Projektil genannt, der Masse m und der kinetischen Ener-gie E0 auf einen in Ruhe bendlichen Atomkern des Targets mit der Masse M trit, soerfolgt eine elastische Streuung am Coulombpotential des Kerns. Der kinematische Fak-tor ist als Verhältnis von Projektilenergie nach der Streuung Egestreut zur Energie vorder Streuung E0 deniert. Aus der Energie- und der Impulserhaltung für eine elastischeStreuung ergibt sich folgende Form:

K =EgestreutE0

=

[m · cos Θ +

√M2 −m2 sin2 Θ

M +m

]2

(2.1)

Der kinematische Faktor hängt somit nur vom Streuwinkel Θ und dem Verhältnis derProjektilmasse m und der Targetmasse M ab. Weiterhin ist K immer kleiner als Eins.Experimentell wäre also die Messung bei 180-Streuung am günstigsten, was praktischaber oensichtlich nicht zu verwirklichen ist. Stattdessen wählt man einen Winkel nahezur Strahlachse, der mit den apparativen Umständen vereinbar ist, und meist zwischen165 und 172 liegt [6].

Die Wahrscheinlichkeit für eine Wechselwirkung von Projektil und einem Targetatomkernwird durch den Rutherford-Streuquerschnitt beschrieben.

σ =A

N· P =

A

N· II0

(2.2)

Hierbei ist A die Anzahl der Projektile, N die Anzahl der Streuzentren, P die Wahr-scheinlichkeit für eine Wechselwirkung, die sich wiederum aus den Streuereignissen proZeit I, und den einfallenden Teilchen pro Zeit I0 zusammensetzt.Der dierentielle Wirkungsquerschnitt, also die Wahrscheinlichkeit für eine Streuung ineinen bestimmten Raumwinkel Ω, wird analog deniert:

dσ

dΩ=

A

N · I0· dIdΩ

(2.3)

11


dI/dΩ ist dementsprechend die Anzahl der Streuereignisse pro Zeit und pro Raumwinkel.Weiter gilt im Schwerpunktsystem:

dσ

dΩ=[

14πε0

· Z1Z2e20

4ECMS · sin2 ΘCMS/2

]2

(2.4)

Hier sind ECMS die Energie und ΘCMS der Rückstreuwinkel im Schwerpunktsystem.Für experimentelle Untersuchungen muss der Wirkungsquerschnitt ins Laborsystem um-gerechnet werden:

dσ

dΩ=[Z1Z2e

20

4πε0 · 4E

]2

· 1sin4Θ/2

·

[√1− x2 sin2 Θ ·+ cos Θ

]2

√1− x2 sin2 Θ

(2.5)

Das x steht hier für das Verhältnis der Massen m/M . Für die Näherung m M , alsoden Fall, dass Labor- und Schwerpunktsystem zusammenfallen, gilt:

dσ

dΩ=[Z1Z2e

20

4πε0 · 4E

]2

·[

1sin4Θ/2

− 2(mM

)2+ ...

](2.6)

Der erste vernachlässigte Term ist von der Ordnung (m/M)4. Die quadratische Abhän-gigkeit des Wirkungsquerschnitts von der Kernladungszahl Z2 des Targets bedeutet fürdie RBS-Analyse, dass für schwerere Elemente eine höhere Ausbeute aufgrund des er-höhten Wirkungsquerschnitts zu erwarten ist [7][8]. Durch den Einsatz von Projektilenmit höherer Kernladungszahl Z1 ist der gleiche Eekt zu erwarten. Deshalb werden imExperiment am 2.5MV Van-de-Graa-Beschleuniger Alphateilchen statt Protonen für dieRBS-Analyse verwendet.Da der Wirkungsquerschnitt proportional zu E−2 ist, steigt die Streurate mit abneh-mender Energie stark an. Auch für kleine Winkel Θ ist ein Anwachsen der Streurate zuerwarten. Im Experiment entsteht jedoch keine Divergenz für Θ → 0, denn mit abneh-mendem Θ sind die Kerne immer weiter voneinander entfernt, so dass die Hüllenelektro-nen schlieÿlich die Kernladungen vollständig gegeneinander abschirmen [9].

Bei der Rutherford-Rückstreu-Spektrometrie wird nun die Energie der rückgestreutenAlphateilchen unter einem festen Winkel detektiert. Durch Festhalten dieses Parameterskann mit Gleichung 2.1 die Masse und damit das Element des untersuchten Materialsbestimmt werden.

2.3 Form des Spektrums

2.3.1 Dünne einelementige Folie

Im einfachsten Fall einer dünnen Folie aus einem Element, beispielsweise einer Goldfo-lie wie im Original-Experiment von Rutherford im Jahre 1909, ergibt die Analyse unterfestem Winkel in idealisierter Form ein Kastenprol. Die Kante bei höherer Energie ent-steht an der Oberäche des Targets, an der die Projektile ungebremst wechselwirken.

12

2.3 Form des Spektrums

Die Energie dieser rückgestreuten Projektile liegt bei K · E0, wobei K der kinematischeFaktor und E0 die Einschussenergie bedeuten.Beim Durchgang durch die Folie verlieren die Projektile durchWechselwirkungen mit demFestkörper kontinuierlich Energie, behalten aber ihre Vorwärtsrichtung näherungsweisebei. Dieser Energieverlust setzt sich aus einem elastischen Teil, durch Stöÿe an Ionen,und einem inelastischen Teil, durch Stöÿe an Elektronen, zusammen. Die Fluktuationendes Energieverlustes aufgrund dessen statistischer Natur werden Straggling genannt. Dierückwärtige Oberäche der Folie wird bei E1 = K ·E0−∆E beobachtet, wobei ∆E denEnergieverlust durch den Film darstellt.Sämtliche Rückstreuenergien zwischen Vorder- und Rückseite tauchen ebenfalls im Spek-trum auf, so dass zwischen den beiden Kanten ein plateauförmiger Verlauf entsteht, wiein Bild a) der Abbildung 2.3 zu sehen.Mit Gleichung 2.1 ist die Oberächenkante scharf deniert, im Experiment beobachtetman jedoch einen graduellen Anstieg von vorderer und hinterer Kante im Spektrum. Ur-sache hierfür sind statistische Schwankungen der Ionenenergie, das Auösungsvermögendes Detektorsystems und gegebenenfalls die Tatsache, dass die Probe als Isotopengemischvorliegt. Bei sehr dünnen Folien kann der Energieverlust vernachlässigt werden, da ∆Eunterhalb der Detektorauösung ED liegt. In diesem Fall entsteht im Spektrum kein Pla-teau, sondern eine Gauÿverteilung, deren Halbwertsbreite das Auösungsvermögen desDetektorsystems wiederspiegelt.Durch das Energiestraggling ist die rückwärtige Kante des Spektrums zusätzlich ver-breitert, da die statistische Natur des Energieverlustes eine zunehmende Unschärfe deszunächst näherungsweise monoenergetischen Projektilstrahls in der Tiefe des Materialsbewirkt. Der Einuÿ der Energieabhängigkeit des Wirkungsquerschnittes ∝ E−2 machtsich im Spektrum durch ein Ansteigen der Zählrate in zunehmender Schichttiefe bemerk-bar [7].

Abbildung 2.3: Einuss der Energieauösung und des Stragglings auf die Form des Spek-trums einer dünnen Schicht [8].a) idealisiertes Spektrum,b) Einuss des Stragglings,c) Einuss der Energieauösung,d) Einuss der Energieabhängigkeit des Wirkungsquerschnitts.

13


2.3.2 Mehrelementiges Target

Handelt es sich um eine dünne Folie aus zwei Elementen mit deutlich unterschiedli-cher Massenzahl, so sind die Teilspektren energetisch gut voneinander getrennt. Bei ei-ner massiven Probe fehlt hingegen das Signal der rückwärtigen Kante, da die Ionen imMaterial vollständig abgebremst werden, statt es zu durchdringen. Da der Rutherford-Wirkungsquerschnitt umgekehrt proportional zum Quadrat der Energie ist, steigt dieZählrate bei kleineren Rückstreuenergien, also zu tieferen Schichten hin, an.Das Gesamtspektrum ergibt sich aus Überlagerung der Spektren einzelner Elemente, ge-wichtet mit den Wirkungsquerschnitten und dem stöchiometrischen Anteil in dem die ein-zelnen Elemente in der Legierung, dem Kristall oder dem Gemisch vorliegen. Umgekehrtlässt sich aus den Oberächenhöhen die Zusammensetzung des Targets ermitteln, wiein Abschnitt 4.1.2 beschrieben wird. Abbildung 2.4 zeigt ein idealisiertes RBS-Spektrumeines massiven Targets aus zwei Elementen A und B, wobei giltMA > MB. Aus Gründender Übersichtlichkeit soll hier von der Erhöhung der Zählrate aufgrund des durch denEnergieverlust steigenden Wirkungsquerschnittes abgesehen werden. Die Einzelspektrenvon Material A und Material B sind farbig, das Gesamtspektrum ist in schwarz darge-stellt.

Abbildung 2.4: Idealisiertes Spektrum einer massiven Probe aus 2 Elementen

Zudem muss berücksichtigt werden, dass die Oberächenkanten von tieferliegende Schich-ten, beispielsweise die Kante eines Substrats auf dem eine Schicht aufgetragen wurde,durch den Energieverlust in der darüberliegenden Schicht zu kleineren Energien verscho-ben ist. Die Auswertung der Spektren wird in Kapitel 4 ausführlich behandelt.

2.4 Teilchen induzierte Gammastrahlen Emission

Im Gegensatz zum RBS- und PIXE-Verfahren bei denen die Wechselwirkungen elek-trostatischer beziehungsweise elektromagnetischer Natur sind, ist die relevante Wech-selwirkung bei der Teilchen induzierten Gammastrahlen Emission (kurz PIGE, englisch:

14


Particle Induced Gammaray Emission) die kurzreichweitige Kernkraft. Durch Beschleuni-gung der Projektile auf eine hinreichend groÿe kinetische Energie kann der Coulombwalldurchdrungen werden und Kernreaktionen stattnden. Bei bestimmten Energiewertennden resonante Anregungsprozesse bei der Wechselwirkung mit dem Kern statt. Demzugrunde liegt die Entstehung eines Compoundkerns in hochangeregtem Zustand, derunter Emission eines γ-Quants in einen von mehreren möglichen Zerfallskanälen über-geht. Dies kann entweder durch Zerfall in neue Kerne oder zurück in die Ausgangskerneoder durch direkte Abregung des Compoundkerns in tieferliegende Zustände geschehen.Da die möglichen Zerfallsprozesse für jedes Element und Isotop spezisch verlaufen, kannman anhand der Energie des γ-Quants das Element identizieren. Die Elementkonzentra-tion kann bei bekannter Strahlintensität über das Verhältnis zu einem Standard ermitteltwerden.Die Voraussetzung die Coulombbarriere zu überwinden limitiert die für die Analyseme-thode zugänglichen Elemente. Bei gegebener Beschleunigungsenergie von 2.5 MeV könnenmit leichten Projektilteilchen wie Protonen, Deuteronen und Heliumionen Elemente mitKernladungszahlen kleiner als fünfzehn untersucht werden. Bei schwereren Elementenwird der Wirkungsquerschnitt schnell vernachlässigbar klein [10].

Bei der resonanten Anregungsenergie ER erreicht der Wirkungsquerschnitt für die Reak-tion ein Maximum, und nimmt nach beiden Richtungen stark ab. Um eine Abtastung inder Tiefe zu erhalten, erhöht man die Projektilenergie EP über die Resonanzenergie ERhinaus. Die Energie E(x) des mit Startwert EP einfallenden Projektilstrahls verringertsich durch den Energieverlust (siehe 2.3.1) mit zunehmender Eindringtiefe x kontinuier-lich. In einer Tiefe von xR entspricht die Projektilenergie wieder der Resonanzenergieund die Reaktion setzt ein. Noch tiefer im Target verliert der Teilchenstrahl weiter anEnergie und die Rate nimmt wieder ab. Die Zusammensetzung in der Tiefe lässt sich soschrittweise abtasten.Die erreichbare Tiefenauösung wird durch die Resonanzbreite der Kernreaktion, dieEnergieverteilung des Ionenstrahls und dessen Aufweitung durch das Straggling festge-legt. Die Empndlichkeit und Informationstiefe kann durch die Existenz weiterer Reso-nanzen begrenzt werden. Da das PIGE-Verfahren nur sensitiv gegenüber den Atomkernender Probe ist, erhält man keine Informationen über chemische Bindungen oder die Mi-krostruktur [6][11].

Wird ein Target mit der Verteilung N(x) des untersuchten Isotopes von Teilchen mitkonstanter Energie Eb getroen, kann die γ-Ausbeute Y (Eb) benutzt werden, um dieKonzentration in der zu Eb korrespondierenden Tiefe zu bestimmen.

Y (Eb) = C

∫ ∞0

dx

∫ ∞0

dE

∫ ∞0

dE′N(x)g(Eb, E)f(E,E′, x)σ(E′) (2.7)

Um die Form des Konzentrationsprols abzuleiten wurden hierbei die Form des Resonanz-Wirkungsquerschnitts σ(E), die Energieverteilung des Strahls g(Eb, E) und das Ener-giestraggling von Teilchen bei einer Tiefe von x f(E,E′, x) berücksichtigt. C steht alsKonstante für die gegebenen Detektionsumstände. Für schmale Resonanzen und gute

15


Energieauösung sind die Funktionen g, f und σ wohl deniert und die Kurve der γ-Ausbeute stimmt gut mit der tatsächlichen Verteilung überein.

Der Kernreaktionsquerschnitt hat die Form einer Lorentzfunktion. Wie der Rutherford-Streuquerschnitt zeigt auch er eine umgekehrt proportionale Abhängigkeit vom Quadratder Energie, besitzt jedoch eine Resonanz der Breite Γ bei einer bestimmten Energie ER:

σ(E) ∝ 1(E − ER)2 + Γ2

4

(2.8)

ER und Γ sind hier Resonanzenergie und Halbwertsbreite im Laborsystem. Das Auf-treten von Resonanzerscheinungen im Kernreaktionsquerschnitt ist auf die Existenz vondiskreten Energieniveaus im Kernmodell zurückzuführen [5].

Über die γ-Ausbeute Ys der Probe im Vergleich zu einem Standard Yst kann die Konzen-tration cs eines Elementes in der Probe bestimmt werden. Die Standardausbeute wirdvor dem Experiment in einer Referenzmessung bestimmt. Die Konzentration kann mitfolgender Gleichung bestimmt werden:

cs =cstSsYsSstYst

(2.9)

Hierbei steht Ss für die Stopping Power (Energieverlust) in der Probe und Sst für dieStopping Power der Referenz. cst ist die Konzentration des zu bestimmenden Elementesim Standard [10].

Das Compoundkernmodell geht davon aus, dass bei einer Kernreaktion A(a,b)B das Pro-jektil a mit dem Targetatomkern A zu einem Compoundkern C∗ reagiert. Dieser bendetsich in einem angeregten Zustand und zerfällt anschlieÿend in die Reaktionsprodukte bund B. Die verschiedenen Zerfallszweige für die Kernreaktion eines Protons mit einemTargetatom sind in Diagramm 2.5 dargestellt.Bei der Reaktion von Element A mit einem Proton gibt es drei Arten von möglichenZerfällen, nachdem sich der Compoundkern gebildet hat:

• Der Compoundkern kann unter γ-Emission in ein α-Teilchen und dementsprechendein um Z = 2 kleineres Element zerfallen. Dabei ist der Übergang in verschiedeneAnregungszustände des neuen Elements möglich, womit die γ-Energie unterschied-liche diskrete Werte annehmen kann. Die Reaktiongleichung hat hier die FormA(p, αγ)B.

• Die Umkehrung des Anregungsprozesses ist ebenfalls möglich. Durch γ-Emissionzerfällt der Compoundkern wieder zurück in einen angeregten Zustand A* und einProton p'. Anschlieÿend geht A* durch Photoemission in seinen Grundzustand Aüber. Die Form der Reaktionsgleichung ist hier A(p, p′γ)A.

• Die dritte Variante ist die direkte Übergang des Compoundkerns C* in dessenGrundzustand C durch Emission von Photonen. Die Gleichung für diesen Fall lautetA(p, γ)C.

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Abbildung 2.5: Diagramm des Compoundkernmodells mit Zerfallswegen

Im Experiment soll mit dem PIGE-Messverfahren das Tiefenprol des implantiertenFluors ermittelt werden. Als Teilchenstahl wird ein Protonenstrahl des 2.5MV Van-de-Graaf Beschleungiers verwendet, der auf die gewünschte Anregungsenergie eingestelltwird. Damit das Tiefenprol in 0.5 keV Schritten abgetastet werden kann wird die Probeauf eine Hochspannung gelegt die in 0.5 kV Schritten variabel von -20 kV bis +35 kV ein-stellbar ist. Durch die resonante Anregung des Fluor-Atoms wird ein Ne*-Compoundkernerzeugt.

Sowohl die Rutherford-Rückstreu-Spektrometrie als auch die PIGE-Kernreaktionsanalysebieten also eine zerstörungsfreie Möglichkeit ein elementspezisches Tiefenverteilungs-prol zu erstellen. Beide Verfahren besitzen gewisse Einschränkungen. Die RBS-Analysewird erschwert, wenn das Target aus schweren Elementen mit ähnlichen Elementmassenbesteht, da die Massenauösung für schwere Massen geringer ist. Die Konzentrationsver-änderung im Tiefenprol birgt Komplikationen durch Doppeldeutigkeit der Zählraten-quelle. Das PIGE-Verfahren kann nur eindeutige Ergebnisse liefern, solange keine zweiteResonanz in den Energiebereich von E0 bis ER fällt. Beide Verfahren liefern jedoch guteErgebnisse im Bereich der Anforderungen, die die Analyse der Oxidschichten beziehungs-weise des Fluorkonzentrationsprols stellt. Vergleichend bieten die beiden Analysemetho-den die Möglichkeit Messergebnisse zu bestätigen oder auszuschlieÿen. In Kapitel 4 wirdnäher auf die Problematik der Analyse und des Ergebnisvergleichs eingegangen. Vorherbeschreibt Kapitel 3 die Kernaufgabe dieser Arbeit, eine Vakuumkammer zu konstruie-ren, die die Analyse mit beiden Messverfahren ermöglicht.

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2.5 Der Halogeneekt

Um den Halogeneekt gezielt einsetzen zu können muss der Oxidationsprozess des Werk-stoes verstanden werden. Bei hohen Temperaturen entstehen an der Oberäche allerMaterialien Oxide, durch die Reaktion von Sauersto aus der Umgebung mit den imMaterial vorhandenen Elementen. Die Widerstandsfähigkeit metallischer Materialien ge-genüber der Hochtemperatur-Oxidation beruht ausschlieÿlich auf der Bildung von einemoder mehreren der langsam wachsenden Oxide Cr2O3, Al2O3 oder SiO2.Titan und Aluminium bilden jedoch Oxide ähnlicher Stabilität. Während Al2O3 ein lang-sam wachsendes Oxid mit dichtem Gefüge ist, gehört TiO2 zu den schnell wachsendenOxiden [12]. Deshalb entsteht für stöchiometrisches TiAl eine Schicht die innen aus ei-nem Al2O3-TiO2-Gemisch, und auÿen aus purem TiO2 besteht. Somit wird keine reineAl2O3-Schicht gebildet, die idealen Schutz bieten würde. Das schnell wachsende TiO2 istzudem spröde, was zum Abplatzen der äuÿeren Lage führen kann, wodurch darunterlie-gende Schichten der Umgebung freigesetzt werden und der Korrosionsvorgang fortgesetztwird.

Die Implantation von Halogenen kann die Oxidationsbeständigkeit von 750C auf mindes-tens 1000C erhöhen. Ziel der Implantation ist die Produktion des dicht aufwachsendenAluminiumoxids zu unterstützen und damit im Gegenzug die Titanoxidproduktion zuunterdrücken. Aufgrund dieser selektiven Oxidation bildet sich eine keramische Schichtaus Aluminiumoxid, die das darunterliegende Material schützt.Implantierte Halogene reagieren bei 800C vorwiegend mit Aluminium, bei Verwendungvon Fluor als Halogen beispielsweise zu AlF:

2Al(s) +X2(g) −→ 2AlX(g) (2.10)

Bei anschlieÿender Oxidation wird das Halogen vom Sauersto substituiert und es ent-steht Aluminiuimoxid Al2O3:

4AlX(g) + 3O2(g) −→ 2Al2O3(s) + 2X2(g) (2.11)

Als Halogen X kann Fluor, Chlor, Brom oder Iod in die Reaktionsgleichung eingesetztwerden. Das frei werdende Halogen X2 verbindet sich wieder mit umliegenden Alumi-niumatomen oder diundiert aus dem Material hinaus. Durch erneute Verbindung mitAluminium entsteht ein Kreisprozess. Somit entsteht eine dichte geschlossene Al2O3-Schicht, die den Werksto nachhaltig vor Oxidation schützen kann [13]. Damit der Re-aktionskreislauf aufrecht erhalten wird, müssen gewisse Forderungen an die Halogenkon-zentration beziehungsweise deren Partialdruck erfüllt werden. Wenn der Partialdruck desHalogens zu hoch ist, so reagiert es sowohl mit Aluminium als auch mit Titan wodurchder gewünschte selektive Prozess auÿer Kraft tritt. Ist der Partialdruck zu gering kommtder Kreisprozess zum Erliegen.

Um die Halogenionen gezielt in der Oberächenschicht des Targets zu positionieren be-stehen mehrere Verfahren. Deren Erfolge im Hinblick auf die Veränderung der Oxida-

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2.5 Der Halogeneekt

tionskinetik sollen in der neu erstellten Vakuumkammer mit den beschriebenen Analyse-methoden untersucht werden. Die Beamline-Implantation stellt für planare Bauteile einbrauchbares Verfahren mit überprüfbar positiven Ergebnissen der Schutzschichtbildungdar. Um auch für komplexere Geometrien eine homogene Halogenbehandlung zu realisie-ren werden Plasma-Immersions-Ionen-Implantation, Tauchen in verdünnter Fluorwasser-stosäure und die Oxidation in uorhaltiger Atmosphäre erforscht. Weitere Verfahren,wie die Anreicherung der Fluorkonzentration durch Behandlung des Bauteils mit Teon-spray, wären denkbar. Zu diesen neuen Verfahren stellt die Beamline-Implantation dasReferenzverfahren dar, da nur hier die implantierten Elemente gezielt ausgewählt werdenkönnen.

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3 Aufbau des Vakuumsystems

3.1 Die Vakuumkammer

Grundvoraussetzung der Vakuumkammer ist es mehrere Proben unter verschiedenenWinkeln zu analysieren, ohne das Vakuumsystem zu diesem Zweck zu belüften. Die Kam-mer soll Platz für drei aufgereihte Probenpositionen bieten, die zusätzlich mittels xyz-Manipulator in ihrer Ausrichtung verändert werden können, um eine Probe an verschie-denen Stellen zu untersuchen. Den Detektionsort so nah wie möglich an den Reaktions-punkt zu bringen stellt ein weiteres Ziel dar, das bei der Kammerplanung berücksichtigtwird. Zur Kosten- und Zeitreduktion wird das Projekt auf dem Rumpf einer bestehendenKammer aufgebaut, welche bereits einige der Anforderungen erfüllt und den Umbau indie gewünschte Richtung begünstigt. Die Abbildungen 3.1 bis 3.6 zeigen die sechs Au-ÿenansichten der quaderförmigen Kammer. Zu Beginn wird die Strahlachse durch dieKammer, sowie die Lage des Probenhalters deniert. Für die Abbildungen ist die Seitedes ankommenden Strahls als links und die der Detektorposition als hinten gewählt,alle anderen Seiten ergeben sich daraus. Bei ersten Vakuumtests wird nach diversen Ver-besserungsmaÿnahmen ein Vakuum von 5 · 10−7 mbar erreicht, was hinreichend für denhier verfolgten Zweck ist.Önungen für den Strahlgang, den Probenhalter, die Vakuumpumpe und die Vakuum-messzellen sind bereits vorhanden. Auÿerdem bietet die Kammer die Möglichkeit eineder sechs Wände komplett zu önen, was einen unkomplizierten Umbau des Innenlebensunterstützt. Die vertikale Achse, in der der Probenhalter gefahren werden soll, wird ver-längert um zusätzlichen Platz zu erhalten, der benötigt wird um die Probenpositionenzu rangieren. Für jede der drei Probenpositionen ist eine Länge von ca. 50 mm veran-schlagt. Dazu kommt eine vierte Position für ein Loch, das zur Strahlausrichtung gedachtist. Durch ein Quarzglas in der Rückseite der Kammer kann in dieser vierten Positiondie Strahllage ermittelt werden. Dazu wird ein Blindansch mit eingelassenem Quarzglasam CF63-Flansch gegenüber des CF100-Flanschs, durch den der Ionenstrahl eintrit,montiert. Um die Position des Strahlecks auf dem Target, sowie die Höhe des auf dasTarget ieÿenden Strahlstroms zu bestimmen, werden vor der Kammer mehrere Instru-mente installiert, deren Aufbau in Abschnitt 3.2 (Strahlanalysator) beschrieben wird.Der doppelte Blindansch auf der Detektorseite der Kammer wird durch einen Alumi-niumansch mit geringerer Dicke ersetzt. Dadurch kann der PIGE-Detektor näher anden Reaktionsort gebracht und somit der abgedeckte Raumwinkel vergröÿert werden.Zusätzlich wird die Wechselwirkungswahrscheinlichkeit der für die PIGE-Messung zu de-tektierenden γ-Strahlung mit der Kammerauÿenwand vor der Detektion reduziert.

Zur einfachen Montage auf Standardstrahlbankhöhe wird ein höhenverstellbares Flexlink-

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Abbildung 3.1: Auÿenansicht der Va-kuumkammer von derDetektorseite (hinten)

Abbildung 3.2: Auÿenansicht der Va-kuumkammer von derTorseite (vorne)

Abbildung 3.3: Auÿenansicht der Va-kuumkammer von derSeite des ankommen-den Strahls (links)

Abbildung 3.4: Auÿenansicht derVakuumkammer vonSeite des Quarzglases(rechts)

Abbildung 3.5: Auÿenansicht der Va-kuumkammer von derSeite des Probenhal-ters (oben)

Abbildung 3.6: Auÿenansicht derVakuumkammer vonder Seite der Vakuum-pumpe (unten)

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3.2 Der Strahlanalysator

Gerüst an der Unterseite der Kammer angebracht. Die Höhenverstellung erfolgt über vierSchrauben, die eine genaue Anpassung an die Strahlhöhe ermöglichen.


In diesem Abschnitt wird das System beschrieben, dass vor der Vakuumkammer in denStrahlgang eingebaut wird. Es dient zur Bestimmung der Lage des Ionenstrahls sowieder Strahleckposition auf dem Target. Zusätzlich wird der Strahlstrom gemessen undder Strahleck auf die gewünschte Gröÿe kollimiert.

3.2.1 Die Basis

Die Basis dieses Systems besteht aus einem Rohr mit 4x4 Önungen, wobei jeweils vier ineiner der vier Ebenen symmetrisch um das Rohr herum liegen. Um die Basis zusammenmit der Vakuumkammer auf Strahlhöhe zu justieren, ist sie ebenfalls auf einem Flexlink-Gerüst mit Höhenverstellung gelagert.

Abbildung 3.7: Basisrohrstück eingeteilt in 4 Ebenen

3.2.2 Die Kamera

Zum kontrollierten Justieren des Strahl auf das Titan-Aluminium-Target wird eine Kame-ra mit Blick auf den Reaktionsort installiert. Um eine zusätzliche Spannungs-Durchführungund eine Erhöhung der Kammerinnenoberäche zugunsten eines besseren Vakuums zu

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vermeiden, wird die Kamera nicht innerhalb der Kammer angebracht. Sie wird stattdes-sen vor dem Fenster der ersten Ebene des Strahlanalysators positioniert, wobei mittelsSpiegel die Sicht auf den Reaktionsort gewährleistet wird.Die Kammergeometrie gebietet zu diesem Zweck den Einbau des Spiegels unter 42 beieiner Entfernung von 30 mm zur Strahlachse, direkt gegenüber der Kameraposition. Ge-ringfügige Abweichungen können nachträglich durch leichte Änderung der Kameraposi-tion oder durch Variieren des Spiegelabstandes zur Strahlachse per Mikrometerschraubeaufgehoben werden, was einen weiteren Vorteil der Anordnung darstellt. Abbildung 3.9stellt einen Schnitt durch die Kameraebene dar.

3.2.3 Das Ventil

Möglichst nahe an der Kammer soll ein Ventil zur getrennten Belüftung von Kammerund Peripherie eingebaut werden. Zum einen kann das Ventil bautechnisch nur nacheinem Verbindungsstück an die Kammer angeschlossen werden. Zum anderen erschwertdas Ventil den Durchblick der Kamera. Daher bietet sich an, das Ventil direkt hinterder Kamera-Ebene zu setzen, und somit die erste Ebene gleichzeitig als das benötigteVerbindungsstück zu verwenden.Durch Verschlieÿen des Ventils wird das beim Probentausch zu belüftende Volumen aufetwa 15 Liter beschränkt und damit die Zeit bis zum Wiedererreichen des Soll-Vakuumsreduziert.

3.2.4 Das Dreibein

Zur Kontrolle des auf das Target ieÿenden Strahlstroms wird ein Dreibein in der zwei-ten Ebene eingebaut. Die direkte Strommessung über das Target ist ausgeschlossen, dadie Probe zur PIGE-Analyse auf eine einstellbare Gegenspannung gelegt wird. Der Pro-benhalter wird deshalb von der Kammer isoliert aufgebaut. Das Dreibein besteht ausdrei 75 mm langen Edelstahlstangen von 2 mm Durchmesser, die senkrecht zum Ionen-strahl dessen Bahn kreuzen. Der über die Stangen abieÿende Strahlstrom wird mit einerReferenzmessung auf den tatsächlichen Strahlstrom kalibriert. Damit das Target nichtdauerhaft an bestimmten Stellen verdeckt wird rotieren die drei Stangen, wobei die mitt-lere Höhe des abieÿenden Strahlstrom unabhängig von der Rotationsfrequenz T ist,solange T6=0 gilt. Abbildung 3.11 zeigt einen Schnitt durch die Dreibeinebene.

3.2.5 Der Kollimator

Um den Strahl auf die gewünschte Gröÿe zu begrenzen wird ein Kollimator in der drittenEbene eingebaut. Dazu wird ein Kreuzschlitz mit Hilfe von vier Mikrometerschraubenerstellt. Die vier bestehenden Flansche erhalten eine Verlängerung auf die benötigtenAusmaÿe, um Standardmikrometerschrauben in den Strahlanalysator einzusetzen. In Ab-bildung 3.10 ist ein Schnitt durch die Kollimatorebene zu sehen.

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Abbildung 3.8: Schnitt durch dieLaserebene

Abbildung 3.9: Schnitt durch dieKameraebene

Abbildung 3.10: Schnitt durch dieKollimatorebene

Abbildung 3.11: Schnitt durch dieDreibeinebene

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3.2.6 Der Laser

Ausgehend von der vierten und von der Kammer am weitesten entfernten Ebene soll einLaserstrahl den Beschleunigerstrahl simulieren, um die genaue Lage des Strahlecks aufder Probe zu ermitteln. Die Anordnung ist ähnlich zu der Kamera-Spiegel-Anordnungin der ersten Ebene. Der Spiegel kann hier per Mikrometerschraube in den Strahlganghinein und wieder hinaus gefahren werden. Der Laserstrahl wird am Spiegel um 90 re-ektiert und liegt so exakt in der Strahllinie. Ein Schnitt durch die Laserebene ist inAbbildung 3.8 dargestellt.

Abbildung 3.12: Vakuumkammer in Verbindung mit dem Strahlanalysator und eingesetz-ten Bauteilen. Das Sichtfeld der Kamera und der Laserstrahl sind farbigmarkiert.

Abbildung 3.12 zeigt schematisch den zusammenhängenden Aufbau von Vakuumkammerund Analysator. Die geplante Lage des Laserstrahls ist in rot eingezeichnet. Das Sichtfeldder Kamera ist blau markiert, und wird so justiert, dass die Position des Laserstrahls aufdem am Probenhalter angebrachten Target zu erkennen ist. Steht der Probenhalter aufder Lochposition ist am dahinterliegenden Quarzglas die Strahlposition zu sehen.

3.3 Die Detektoren

3.3.1 Der PIGE-Detektor

Zur Aufnahme von γ-Strahlung bei PIGE-Messungen kann ein NaI, BGO oder Ge(Li)-Detektor verwendet werden. In den Halbleiterdetektoren werden neben den Full-Energy-

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3.3 Die Detektoren

Peaks der γ-Strahlung auch Single- und Double-Escape-Peaks beobachtet. Die Escape-Linien werden bei 0.511 und 1.022MeV unter dem Hauptpeak detektiert. Wenn hoheEzienz benötigt wird und die Energieauösung unkritisch ist, wird der NaI Szintillati-onszähler zur Formgebung verwendet. Für leichte Elemente mit gut isolierten Resonan-zen, die sich in einer Probe aus schwereren Elementen benden ist dies im Allgemeinender Fall. BGO-Detektoren haben eine höhere Ezienz bei vergleichbarer Gröÿe von NaI-Detektoren. Ge(Li)-Detektoren werden zur Analyse der Durchschnitts-Konzentration ei-nes Elementes in der gesamten Oberächenschicht eingesetzt. Die Energieauösung isthoch genug um zwischen nah gelegener γ-Strahlung von Konkurrenzreaktionen zu die-renzieren [10].Für die PIGE-Messung von Fluorprolen wird ein NaI-Detektor verwendet. In dessenSzintillator entsteht durch die primäre γ-Strahlung ein Lichtblitz, der am Photomulti-plier Elektronen auslöst, die lawinenartig zu einem gut messbaren Stromimpuls verstärktwerden. Die Gröÿe des Impulses ist proportional zur Energie des beobachteten Teilchens.Die typische Energieauösung ∆E/E eines NaI-Detektors beträgt etwa 10% [14].Die Grundstellung des Detektors bendet sich im rechten Winkel zur Strahlachse. Indieser Position bendet sich der Detektor im nächstmöglichen Abstand von 105 mm zumReaktionspunkt. Mit einem Durchmesser der Detektionsäche von 5 inch, also einer De-tektionsäche von 126.7cm2, wird so ein Raumwinkel von etwa 0.3π abgedeckt. ZwischenReaktionspunkt und Detektor bendet sich ausschlieÿlich der Aluminiumdeckel, dessenDicke zur Verkleinerung des Detektorabstands und der Wechselwirkung mit der Strah-lung gering gehalten ist. Zusätzlich bietet Aluminium aufgrund der niedrigeren Dichteeine reduzierte Wechselwirkung gegenüber dem Werksto Edelstahl.Um weitere Analyseparameter oen zu halten, ist der Detektor so angebracht, das seinWinkel zur Strahlachse zwischen 45 und 180 in horizontaler Ebene variiert werden kann.Dabei vergröÿert sich aufgrund der Kammergeometrie der Abstand zum Reaktionspunkt,wodurch der abdeckbare Raumwinkel reduziert wird.

3.3.2 Der RBS-Detektor

Zur Energiemessung der rückgestreuten Heliumionen ist ein energiedispersiver Detektornotwendig. Hier können Oberächensperrschichtzähler oder implantierte Dioden verwen-det werden. Oberächensperrschichtzähler bestehen aus einer Siliziumplatte, die auf derVorderseite mit Gold und auf der Rückseite mit Aluminium bedampft ist. Der Gold-Halbleiter-Übergang wirkt als gleichrichtende Diode, die Al-Schicht wird als reiner Ohm-scher Kontakt ausgebildet, wobei der Sperrschichtzähler in Sperrichtung betrieben wird.Bei implantierten Dioden handelt es sich um hochreine Siliziumkristalle, die durch Ionen-implantation an der Vorderseite p-dotiert (Bor) und an der Rückseite n-dotiert werden,wodurch sehr dünne Dotierungzonen entstehen. Die Sperrschicht wird durch das un-dotierte Silizium bewirkt. Gegenüber Oberächensperrschichtzählern wird hierbei keineGoldkontaktschicht benötigt. Das Eintrittsfenster ist sehr dünn (lediglich die p-dotierteZone) und die Sperrschicht hat eine denierte Dicke, was sich als Vorteil bei der Verwen-dung von implantierten Dioden als Detektor erweist [15].Zur RBS-Analyse wird ein Passivated Implanted Planar Silicon (PIPSr) Detektor mit

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einer aktiven Fläche von 50mm2 verwendet. Der RBS-Detektor wird in einem speziell an-zufertigenden Gehäuse aus dem strahlungsbeständigen und ausgasungsarmen PolyimidVespelr innerhalb der Kammer so montiert, dass der Strahleck unter einem Winkel von171 zur Strahlachse zu sehen ist. Um gestreute Ionen, die unter einem anderen Winkelauf den Detektor träfen abzuschirmen, bendet sich ein dünnes Röhrchen vor der aktivenFläche, welche dadurch reduziert wird.

3.4 Beschleuniger und Pumpen

Der Van-de-Graa Beschleuniger

Die Ionen erhalten von einem Van-de-Graa-Beschleuniger die zur Streu- und Kernre-aktion benötigten kinetischen Energien. Die maximale Beschleunigungspannung liegt bei2.5 MV. Nach der Beschleunigung wird der Strahl mittels eines Analysiermagneten indas neu aufzubauende Strahlrohr abgelenkt, wodurch gleichzeitig eine Filterung der Pro-jektilteilchen auf das gewünschte Isotop sowie eine Energielterung erfolgt.

Vakuumpumpen

Um eine ungestörte Flugbahn der Ionen von der Ionenquelle bis zum Target zu gewähr-leisten, wird das gesamte Vakuumsystem mittels Diusionspumpen und Turbomuleku-larpumpen auf ein Vakuum von ca. 1 · 10−6mbar evakuiert. Dadurch wird die mittlerefreie Weglänge l der Ionen auf dem Weg durch die Moleküle des Restgases groÿ gegenüberder Flugstrecke s.Zur Evakuierung der Kammer und des Strahlanalysators werden zwei wassergekühltePfeier Turbomulekularpumpen des Typs TMU 261 mit einem Saugvermögen von 210l/s (für N2) verwendet. Die erste Pumpe wird unterhalb der Kammer installiert. Übereinen Bypass kann die Kammer belüftet werden ohne die Pumpe abschalten zu müssen.Die zweite Pumpe wird unmittelbar vor dem Analysator am Strahlrohr positioniert undkann ebenfalls kontinuierlich laufen da sie während des Probenwechsels über das Hand-ventil zwischen Ebene Eins und Zwei vom Kammervolumen getrennt werden kann.

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4 Analyse

Zuerst soll hier die Vorgangsweise der Charakterisierung von Messspektren von RBS undPIGE im Allgemeinen erläutert werden, um dann einige Ergebnisse der Untersuchungvon Titanaluminid mit implantiertem Fluor aus dem Vorgänger-Projekt zu diskutieren.Damit wird gezeigt welche Möglichkeiten die während dieser Arbeit erstellte Kammerbietet, und durch ihre Attribute auf umfangreichere und ezientere Analysen ausweitenkann. Wenngleich im Rahmen dieses Projektes beide Verfahren gleichermaÿen angewen-det werden können, soll hier der Schwerpunkt auf der RBS-Analyse liegen. Eine kurzeBetrachtung des Auswertungsvorganges der γ-Emission bei Kernreaktion führt weiterzur Präsentation der Vergleichsmöglichkeiten, die die Kombination von RBS- und PIGE-Verfahren bietet.

4.1 Auswertung von RBS-Spektren

Bevor das Spektrum des komplexen Targets der implantierten und oxidierten Turbinen-schaufeln untersucht wird, sollen die grundlegenden Vorgänge der Spektrenentstehung anklareren Fällen diskutiert werden. Dazu wird die Bestimmung der Oberächenhöhe undder Zusammensetzung massiver Proben, sowie die Schichtdickenmessung betrachtet.Ein entscheidender Vorteil des RBS-Analyseverfahrens besteht in der Möglichkeit Kon-zentrationen und Schichtdicken absolut messen zu können, also ohne Vergleich mit einemStandard. Die Konzentrationsverteilung kann auch in die Tiefe des Targets verfolgt wer-den, solange die dem Projektil nach dem Stoÿ verbleibende Energie ausreicht, um dasTarget wieder zu verlassen. Die RBS-Analyse bietet eine hohe Empndlichkeit für schwe-re Elemente, wobei die Massenauösung hier gering ist. Für leichte Elemente ist wie-derum die Massenauösung gut, doch die Emndlichkeit geringer. Insbesondere leichteElementschichten auf einem schweren Substrat sind sehr schwer bis unmöglich nachzu-weisen. Weiterere Vorteile bestehen in der quasi zerstörungsfreien Art der Analyse undden verhältnismäÿig geringen Anforderungen an das Vakuum.

4.1.1 Bestimmung der Oberächenhöhe

Die Oberächenhöhe ist die Höhe der Stufe, die ein analysiertes Element im RBS-Spektrum hinterlässt. Die Oberächenkante liegt für ein Target aus einem Element beider Energie K · E0. Sofern man die endliche Auösung vernachlässigt, entspricht dieHöhe der Stufe der Zählrate im Kanal des Vielkanalanalysators, in dem zurückgestreu-te Projektile mit Energien von K · E0 bis K · E0 − Ew detektiert werden. Dabei istEw der Energieverlust innerhalb der Schichtdicke, die der Kanalbreite entspricht. Diese

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4 Analyse

Schichtdicke τ0 ist über die Energieverlust-Tiefen-Beziehung mit Ew verbunden [15]:

τ0 =Ew

N · [ε]OEA(4.1)

Der ε-Faktor ist für den senkrechten Einfall nach der Oberächen Energie Approximation(OEA) deniert als:

[ε]OEA = K · ε(E0) +ε(KE0)

cos δ(4.2)

wobei ε(E0) und ε(KE0) die durch Vernachlässigung der Energieabhängigkeit des Ener-gieverlustes bestimmten Abbremsquerschnitte sind. Der Winkel δ entspricht 180 − Θ,also dem zu Θ supplementären Winkel. Für die Zahl A der rückgestreuten und beobach-teten Projektile der Teilchenzahldichte N aus der Schichtdicke t gilt:

A = σ∆ΩQ

e0(N · t) (4.3)

Bei RBS-Betrachtungen lassen sich N und t nur in Kombination, als sogenannte Flä-chendichte bestimmen. Q ist die Ladung die während des Experiments aufgrund desIonenbeschusses über das Target abieÿt, demnach ist Q/e0 die Anzahl der auftreen-den einfach geladenen Ionen. Durch Einsetzen der Schichtdicke τ0 für t erhält man dieOberächenhöhe:

H0 = σ∆ΩQ

e0·Nτ0 = σ∆Ω

Q

e0

Ew[ε]OEA

(4.4)

Die Oberächenhöhe ist nicht von der Teilchendichte N abhängig.

Abbildung 4.1: Zur Betrachtung der Oberächenhöhe

4.1.2 Bestimmung der Targetzusammensetzung

Betrachtet werden nun Targets die homogen aus zwei oder mehr Elementen zusammenge-setzt sind, wie beispielsweise ein Kristall oder eine Legierung. Die Zusammensetzung derKomponenten kann über das Verhältnis der Oberächenhöhen ermittelt werden. Diese

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Konzentrationsbestimmung ist nur eindeutig, wenn sich die Oberächenkanten der ver-schiedenen Elemente ausreichend gut voneinander trennen lassen. Für leichte Elementeist die Massenauösung gut, zu schwereren Elementen hin wird sie immer geringer.Zur Erläuterung der Konzentrationsbestimmung wird ein Titan-Aluminium-Target un-tersucht. Der gesamte Energieverlust ergibt sich nach dem Braggschen Gesetz als Summeder gewichteten Energieverluste der einzelnen Komponenten [8]:

εT iAl(E0, c) = c · εAl(E0) + (1− c)εT i(E0) (4.5)

Dabei steht c für den Wert der Konzentration, den es zu ermitteln gilt, also hier für dieKonzentration des Aluminiums. Die Oberächenhöhen des Aluminium- und des Titan-Signales für senkrecht einfallende Projektile ergeben sich damit zu:

HT iAlx = σx∆Ω

Q

e0

ε

[ε0]T iAlx

(4.6)

Hierbei steht x entsprechend der zu bestimmenden Oberächenhöhe entweder für Alu-minium (Al) oder für Titan (Ti). Die Oberächenhöhen können aus dem gemessenenRückstreuspektrum bestimmt werden. Die entsprechenden ε-Faktoren sind deniert als:

[ε0]T iAlx = Kx · εT iAl(E0) +εT iAl(KxE0)

cos δ(4.7)

Hierbei gilt δ = 180 −Θ. Für das Verhältnis der Oberächenhöhen erhält man:

HT iAlT i

HT iAlAl

=1− cc· σT iσAl·

[ε0]T iAlAl

[ε0]T iAlT i

(4.8)

Um die Konzentration c zu ermitteln wird diese Gleichung nach c umgestellt:

c =(

1 +σAlσT i· HT i

HAl·εT iAlT i (E0, c)εT iAlAl (E0, c)

)−1

(4.9)

Hier ist jedoch der Quotient der ε-Faktoren ebenfalls von der Konzentration c abhängig,was die Anwendung eines iterativen Verfahrens notwendig macht. Dabei wird dieser Quo-tient im ersten Schritt gleich Eins gesetzt, und mit Gleichung 4.9 die Konzentration inerster Näherung bestimmt. Mit diesem c wird nun der Faktor εT iAl(E0, c) nach Gleichung4.5 berechnet. Die konzentrationsabhängigen ε-Faktoren sind deniert als:

εT iAlAl (E0, c) = KT i · εT iAl(E0, c) +εT iAl(KAlE0, c)

cos δ(4.10)

Hier werden die berechneten K-Faktoren und das genäherte Ergebnis des BraggschenGesetzes 4.5 eingesetzt. Die Gleichung wird analog für εT iAlT i gelöst, um erneut c mitGleichung 4.9 zu bestimmen. Dieses Verfahren konvergiert schnell, daher sind nur wenigeDurchgänge ausreichend.

Das Verhältnis der Wirkungsquerschnitte von Titan und Aluminium, das zur Konzentra-tionsbestimmung benötigt wird, ist σAl/σT i = 0.344. Für ein Target aus TiAl beträgt dieTitankonzentration cT i = 50at.% und entsprechend die Aluminiumkonzentration eben-falls cAl = 50at.%.

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4 Analyse

4.1.3 Tiefenprolbestimmung mit Hilfe einer Simulation

Die Schichtzusammensetzung von Titanaluminiden mit oder ohne vorherige Fluorim-plantation zeigt insbesondere nach der Oxidation ein inhomogenes Tiefenprol. Das Ver-hältnis der Konzentrationen einzelner Komponenten variiert innerhalb der Oberächen-schichten stark.Um den Aufbau solcher komplexer mehrelementiger Targets zu untersuchen bedient mansich Simulationsprogrammen. Der erwartete Schichtaufbau kann detailliert vorbestimmtwerden. Dazu werden für denierbare Schichtdicken die Konzentrationen der beteiligtenElemente gewählt, wobei das gemessene RBS-Spektrum und zugehörige BerechnungenAnhaltspunkte liefern. Anhand der Position und Höhe der Oberächenkanten kann dieArt und der Anteil der vorliegenden Elemente bestimmt werden. Bei der Elementbe-stimmung ist zu beachten, dass Oberächenkanten von Elementen, die erst tiefer imTarget auftreten, zu geringeren Energien verschoben sind, und somit Doppeldeutigkeitenzu leichteren Elementen, die an der Targetoberäche liegen, erzeugen können.Die so eingetragenen Schichtzusammensetzungen erzeugen ein simuliertes Spektrum, wel-ches mit dem gemessenen abgeglichen wird. In Abbildung 4.2 sind die RBS-Messspektreneiner stöchiometrischen Titanaluminium-Probe und einer Probe aus 70 at.% Titan und30 at.% Aluminium zu sehen, die in der Vakuumkammer eines bestehenden Projektes auf-genommen wurden. Zur Analyse wurden einfach geladene He-Ionen verwendet, die vom2.5 MV Van-de-Graa Beschleuniger eine Energie von 2 MeV erhielten. Diese massiven,hochglanzpolierten Proben haben eine homogene Zusammensetzung und sind weder oxi-diert noch sind Halogenionen implantiert.

Abbildung 4.2: RBS-Spektren einer unbehandelten TiAl- und einer unbehandeltenTi(70)Al(30)-Probe

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Die Targetzusammensetzungen können für beide Messkurven aus den Oberächenhö-hen von Titan und Aluminium nach dem in Kapitel 4.1.2 beschriebenen Iterationsver-fahren bestimmt werden. Dabei ergibt sich eine Titankonzentration cTi1 von 46 at.%für TiAl und eine Titankonzentration cT i2 von 68 at.% für die Ti(70)Al(30)-Probe. DieAbweichungen vom Soll-Wert entstehen vermutlich durch Schwankungen beim Herstel-lungsprozess der Titan-Aluminium-Legierungen. Zur Anpassung der Simulation an dieMesskurve genügt hier die einfache Annahme der homogenen Probenzusammensetzungmit den berechneten Konzentrationsanteilen für Titan und entsprechenden für Alumi-nium. Aufgrund der Abhängigkeit des Wirkungsquerschnittes von der Kernladungszahldes Targets ist die Gesamtausbeute für die Probe mit 68 at.% Titan bei gleicher Anzahlwährend der Analyse auftreender Projektile höher.

Durch die Oxidbildung während starker Erhitzung an sauerstohaltiger Atmosphäre ver-ändert sich die Konzentrationszusammensetzung an der Oberäche stark. Der in Kapitel2.5 beschriebene Halogeneekt bewirkt abhängig von der anfänglichen Fluorkonzentrati-on die verstärkte Bildung von Aluminiumoxid in den Oberächenschichten. Die optimaleAuswirkung des Eektes führt zu einem RBS-Messspektrum wie es in Abbildung 4.3 zusehen ist. Zu dessen Erstellung wird eine ache γ-MET-Probe, nach 100 Stunden Oxida-tion bei 900C an Laborluft, mit He-Ionen einer Energie E0 von 2 MeV untersucht. DieLegierung γ-MET besteht aus 49.5 at.% Titan, 46.6 at.% Aluminium, 2.5 at.% Chrom,1.1 at.% Niob, 0.5 at.% Tantal und 0.1 at.% Bor. Um das Messspektrum des komplexenSchichtenaufbaus zu simulieren müssen variierende Konzentrationslagen erstellt werden.Die kontinuierliche Konzentrationsverteilung im Tiefenprol wird mit Schichten diskreterDicke angenähert. Durch Erhöhung der Anzahl von simulierten Schichten kann eine guteÜbereinstimmung der Kurven getroen werden. Das simulierte Tiefenprol nach erfolg-reich verlaufenem Halogeneekt zeigt Abbildung 4.4, dessen Messpunkte jeweils für eineKonzentrationsveränderung des betreenden Elements in der simulierten Schicht stehen.

Wichtigstes Merkmal des Spektrums bei erfolgreichem Oxidschichtaufbau ist das Mi-nimum zwischen der Titan und der Aluminiumkante. Es ist Indiz für einen Rückgangder Titankonzentration dicht unter der Oberäche, und bedeutet im Umkehrschluss ei-ne Erhöhung der Aluminiumoxid-Konzentration in den oberen Schichten. Das Auftretendes Titantals ist also Zeichen eines positiven Oxidationsverlaufs hin zur Bildung einerAl2O3-Schutzschicht. Die Sauerstokonzentration liegt in der Oberächenschicht bei ei-ner Konzentration von 55-60 at.%, und fällt im gekennzeichneten Interface stark ab. Hierliegt die rückwärtige Kante der Al2O3-Schicht, die sowohl für den auÿen liegenden Sauer-sto als auch für das innen liegende Fluor eine Diusionbarriere darstellt. Das Interfacemarkiert die Übergangszone von dem an der Oberäche liegenden Oxid zum Bereich desdarunter bendlichen Metalls, in dem die Sauerstokonzentration auf Null abgesunkenist. Im RBS-Spektrum 4.3 sind vor der Titankante das im γ-MET vorhandene Niob undnoch weiter rechts das Tantal zu erkennen. Aufgrund ihrer geringen Konzentration imOxid werden Niob und Tantal, sowie das dicht vor der Titankante liegende Chrom imTiefenprol 4.4 vernachlässigt.Um die nachhaltige Schutzwirkung des implantierten Fluors abschätzen zu können, ist

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4 Analyse

Abbildung 4.3: RBS-Spektrum einer oxidierten γ-MET-Probe bei optimaler Konzentra-tion von implantiertem Fluor

Abbildung 4.4: Tiefenprol von Ti, Al und O bei optimaler Konzentration von implan-tiertem Fluor, bestimmt mit RBS (einfach geladene 2MeV He-Ionen)

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aber auch die Fluorkonzentration von Interesse. Denn nur wenn auch nach der Oxidati-on noch genügend Fluor unter der aufgewachsenen Oxidschicht vorhanden ist, kann derHalogeneekt nach möglicher Beschädigung erneut zum Anwachsen einer Schutzschichtführen. Des Weiteren ist das nach der Oxidation vorhandene Fluor Indiz für den Aufbaueiner wirksamen Diusionsbarriere. Die Konzentration des Fluors kann mittels PIGE-Analyse bestimmt werden. In Abschnitt 4.2 wird vergleichend zu den RBS-Ergebnissendie PIGE-Messung der γ-MET-Laborprobe gezeigt.

Im Vergleich zum Oxidationsverlauf von näherungsweise stöchiometrischem TiAl in derγ-MET-Probe soll die Auswirkung eines niedrigeren Aluminiumgehalts im Ausgangsma-terial am Beispiel von Ti3Al diskutiert werden. Die untersuchte Probe ist in gleicherWeise implantiert und oxidiert wie die zuvor gezeigte γ-MET-Probe, um eine gute Ver-gleichbarkeit zu gewährleisten. Durch den geringen Aluminiumanteil in der Legierung istin diesem Fall die für den Oxidationsschutz nachteilige Titanoxid-Bildung dominant. ImRBS-Spektrum, das in Abbildung 4.5 gezeigt wird, fehlt das Titantal, es gibt also keinenRückgang des Titanoxidanteils im Mischoxid. Im Spektrum der unoxidierten Ti3Al-Probe4.2 war die Aluminiumkante trotz niedrigerer Konzentration klar zu erkennen. Hier istdie Kante nahezu vollständig unterdrückt, da das Oxid quasi frei von Aluminium ist. DieVerunreinigung der Probe durch Molybdän ist als ache Kante am rechten Spektrenrandzu sehen und wird bei der folgenden Simulation des Tiefenprols vernachlässigt. In Ab-bildung 4.6, die dieses Prol zeigt, fällt zuerst die Breite der entstandenen Oxidschichtvon etwa 1400 nm auf. Die Sauerstokonzentration nimmt mit zunehmender Tiefe desMaterials zwar ab, ist aber bis zu einer Tiefe von 2µm noch nicht gänzlich verschwunden,da sich hier aufgrund des geringen Aluminiumanteils keine Diusionsbarriere ausbildenkonnte. Trotz gleicher Fluorkonzentration im Ausgangsmaterial ist die Wirkung des Ha-logeneekts unterdrückt und es bildet sich keine Al2O3-Schutzschicht.

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4 Analyse

Abbildung 4.5: RBS-Spektrum einer oxidierten Ti3Al-Probe bei optimaler Konzentrationvon implantiertem Fluor

Abbildung 4.6: Tiefenprol von Ti, Al und O in oxidiertem Ti3Al, bestimmt mit RBS(einfach geladene 2MeV He-Ionen)

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4.2 Auswertung von PIGE-Spektren


RBS und auch PIXE können auch bei Proben unbekannter Zusammensetzung sinnvollgenutzt werden, da die Spektren in einer systematischen, vorhersagbaren Weise entste-hen. Bei komplexem Schichtaufbau wie bei den untersuchten oxidierten Titanaluminidenist es hilfreich, schon vor der Analyse eine ungefähre Kenntnis der Elemente zu besitzen.Die Analyse gibt aber vor allem für homogene Targets auch ohne Vorwissen direktenZugang zur Probenzusammensetzung.Bei Kernreaktionen haben selbst Isotope des selben Elements unterschiedliche Reaktions-weisen. Deshalb ist die genaue Kenntnis über die in der Probe vorkommenden Elemente,sowie deren Resonanzenergien und die Energie der emittierten γ-Strahlen eine Grund-voraussetzung. Zur Verwendung des PIGE-Verfahrens muss also die qualitative Zusam-mensetzung bekannt sein, was mit Hilfe einer vorherigen RBS-Analyse erfüllt wird.Eine ausgewählte γ-Reaktion soll genutzt werden um die Konzentrationen zu quanti-zieren und Änderungen in der Tiefe des Konzentrationsprols zu erkennen. Eine Analysedes Tiefenprols kommt nur für leichte Isotope in Fragen. Folgende Auswahl wird fürgewöhnlich benutzt: 13C, 15N , 18O, 19F , 22Ne, 23Na, 24Mg, 26Mg, 27Al, 29Si und 30Si[10]. Das Fluor, das im Titan-Aluminium-Target nachgewiesen werden soll, gehört also zuden Elementen, für die die Resonanzen und Emissionslinien bereits genau vermessen unddamit bekannt sind. Von Fluor existiert nur ein stabiles Isotop, wodurch unterschiedlicheReaktionsweisen von verschiedenen Isotopen für diese Untersuchung ausgeschlossen sind.Der dominanteste Zweig ist der Alpha-Zerfall in einen Heliumkern und ein angeregtesSauersto-Atom, welches über Photoemission weiter in seinen Grundzustand zerfällt(19F (p, αγ)16O). Abhängig vom Anregungszustand des entstehenden Sauersto-AtomsO∗ ist die Energie des detektierten γ-Quants 7.12, 6.92 oder 6.13 MeV. Je höher derAnregungszustand, desto geringer die Energie Eγ . Auch möglich ist der Zerfall zurück inein Proton und ein angeregtes Fluor-Atom, wobei ebenfalls ein γ-Quant emittiert wird(19F (p, p′γ)19F ). Der Zerfall des Compoundkerns C∗ über Photoemission zu einem nichtangeregten Compoundkern C ist ebenfalls möglich (19F (p, γ)20Ne). Dies tritt aber erstbei Anregungsenergien von über 900 keV mit verhältnismäÿig geringem Wirkungsquer-schnitt auf [7].Die γ-Energien von 7.12, 6.92 oder 6.13 MeV, die bei der Reaktion 19F (p, αγ)16O entste-hen, werden zur Detektion gewählt. Die wichtigsten Resonanzen bei denen diese Energienauftreten sind in Tabelle 4.1 mit den zugehörigen Halbwertsbreiten und Wirkungsquer-schnitten zusammengestellt.

Die Eindringtiefe der Protonen in das Target beträgt durch den Energieverlust wenigerals 50µm, bei maximaler Beschleunigungsenergie von 2.5 MeV. Die gröÿte erreichbareBreite bis zu der ein Konzentrationsprol ohne Entfaltung gemessen werden kann, istallerdings durch die zum Abstand der Resonanzen äquivalente Tiefe gegeben. Der Ener-gieabstand ∆E der ersten zur Messung geeigneten Resonanz bei 340.5 keV zur zweitenResonanz bei 483.6 keV beträgt 143.1 keV. Werden die Projektile auf eine Energie E0

von 500 keV beschleunigt, so liegt die erste Resonanz durch den Energieverlust im Targetbei einer Tiefe von etwa 1100 nm, und die zweite Resonanz nahe der Oberäche, wie in

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4 Analyse

Resonanzenergie Detektierte Strahlung Halbwertsbreite Wirkungsquerschnittin [keV] Energie [MeV] in [keV] in [mb]

224.0 γ (7.12, 6.92, 6.13) 1 0.2340.5 γ (7.12, 6.92, 6.13) 2.4 102483.6 γ (7.12, 6.92, 6.13) 0.9 32594 γ (7.12, 6.92, 6.13) 30 7668 γ (7.12, 6.92, 6.13) 6 57832 γ (7.12, 6.92, 6.13) 6.5 19872.1 γ (7.12, 6.92, 6.13) 4.5 661902 γ (7.12, 6.92, 6.13) 5.1 23935 γ (7.12, 6.92, 6.13) 8.6 1801088 γ (7.12, 6.92, 6.13) 0.7 131189 γ (7.12, 6.92, 6.13) 110 191283 γ (7.12, 6.92, 6.13) 19 291348 γ (7.12, 6.92, 6.13) 5.6 891371 γ (7.12, 6.92, 6.13) 11 300

Tabelle 4.1: Übersicht der Fluor-Proton Resonanzen der 19F (p, αγ)16O-Reaktion [10].

Abbildung 4.7 dargestellt. Ist das Prol breiter als 143.1 keV, so kann nicht mehr die-renziert werden, aus welcher Tiefe die γ-Strahlung emittiert wird. Die Resonanz bei einerEnergie von 872.1 keV stellt mit einem Wirkungsquerschnitt von 661 mb den signikan-testen Peak im Fluorspektrum dar. Aufgrund der nahe gelegenen, ebenfalls ausgeprägtenResonanzen könnte hier jedoch nur eine wesentlich geringere Breite des Fluorprols ohneSignalfaltung untersucht werden.

Abbildung 4.7: Tiefe der Resonanzen in Abhängigkeit der Projektilenergie E0

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Abbildung 4.8: Fluor-Tiefenprol in γ-MET nach 18h und 100h Oxidation bei 900C

Unter Verwendung dieser Annahmen kann ein Tiefenprol der Fluorkonzentration inTitan-Aluminium-Legierungen bis zu einer maximalen Breite der Verteilung von etwa1µm erstellt werden. Abbildung 4.8 zeigt zwei Fluorkonzentrations-Prole in γ-METnach 18- beziehungsweise 100-stündiger Oxidation bei einer Temperatur von 900C. ZuBeginn der Oxidation befand sich die Fluorkonzentration in der durch die Implantationvorgegebene Ausgangslage von 35 bis 45 at.% in den oberen 75 nm des Probenmaterials.Nach der Oxidation ist die Fluorkonzentration beider Prole nahe der Oberäche bis hinzu einer Tiefe von ca. 200 nm quasi Null. Hier hat sich nach Ablauf der in Kapitel 2.5 be-schriebenen Reaktion die Oxidschicht gebildet. Das Fluor ist entweder aus dem Materialentwichen, oder ist in tiefere Schichten diundiert. Dadurch entsteht ein Maximum dernach der Oxidation verbleibenden Konzentration hinter den aufgewachsenen Oxidschich-ten in 350 bis 400 nm Tiefe. Die Tiefe des Maximums ist unter anderem abhängig vonden Heizparametern, die der Oxidation der Probe zugrunde liegen. Speziell die Dauerder Aufheiz- und Abkühlphase beeinusst die Höhe der Fluorverluste und die Dicke deraufwachsenden Oxidschicht [16]. Nach 18 Stunden Oxidation liegt das Fluor-Maximumbei etwa 10 at.%. Nach 100 Stunden Oxidation liegt es bei 5 bis 6 at.% und verringertsich auch bei weiterer Oxidation nur noch marginal.

Die Kombination der Tiefenprole aus der RBS-Analyse und aus der PIGE-Analyse inAbbildung 4.9 zeigen den Zusammenhang der Fluorposition und der Oxidschichten. Da-zu wurden die Ergebnisse der untersuchten γ-MET-Probe nach 100-stündiger Oxidation

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4 Analyse

in das gleiche Diagramm eingetragen. Da es zur Anschauung der Lage der verschiede-nen Elemente nach der Oxidation dienen soll, wurde hier von der kontinuierlich korrektenSumme der Konzentrationen im Prol abgesehen. Um die Summe richtig zu stellen liegt esnahe, die Verteilung des Fluorprols von der des Sauerstos zu subtrahieren, da diese bei-den Elemente nur die Dierenz einer Ordnungszahl besitzen. Aufgrund dieser minimalenDierenz und der Doppeldeutigkeiten zwischen Tiefe und Massenzahl im RBS-Spektrumwurde die Fluorverteilung bei der Simulation als Sauersto identiziert.

Abbildung 4.9: Tiefenprole von Ti, Al und O bestimmt mit RBS (2 MeV He-Ionen) undvon F bestimmt mit PIGE

Direkt an der Oberäche bendet sich ein Aluminium-Titan-Mischoxid das vorwiegendaus TiO2 besteht. Bei zunehmender Tiefe erkennt man eine Abnahme des Titanoxidszugunsten des Aluminiumoxids. In diesem Fenster erreicht die Al2O3-Konzentration einMaximum, das Titantal weist auf eine geringe Titanoxidkonzentration hin. Hinter demMaximum steigen Aluminium und Titankonzentration auf die nahezu stöchiometrischeVerteilung, die durch das Material γ-MET vorgegeben ist, an. Hier bendet sich also keinOxid mehr. Das Maximum der Fluorkonzentration bendet sich genau im gekennzeichne-ten Interface, direkt im Übergang der Oxidschichten zum homogenen Legierungsmaterial.Vor dem Interface kann das Al2O3 also eine Diusionsbarriere bilden, die zum einen denSauersto vor weiterem Eindringen in das Material schützt und zum anderen ein Hin-ausdiundieren des Fluors verhindert. Dadurch besitzt das Material auch nach möglicherBeschädigung der Oxidschicht das Potential eine neue Schutzschicht zu bilden.

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5 Zusammenfassung und Ausblick

Zusammenfassung

Titanaluminide besitzen ein geringes spezisches Gewicht bei vergleichbaren mechani-schen Eigenschaften zu konventionellen metallischen Hochtemperaturwerkstoen, wassie für Automobil- und Luftfahrtindustrie interessant macht. Die Hochtemperaturoxi-dationsbeständigkeit kann durch Implantation von Fluor in die Oberäche der Legierungauf im Anwendungsbereich erforderliche Temperaturen von bis zu 1000C ausgedehntwerden. Um die Auswirkungen verschiedener Implantationstechniken auf den Reakti-onsprozess des Halogeneekts besser zu verstehen, werden atom- und kernphysikalischeUntersuchungen an implantierten und oxidierten Bauteilen vorgenommen. Im Rahmendieser Bachelorarbeit wurde eine Vakuumkammer zur RBS- und PIGE-Analyse von be-handelten Turbinenschaufeln erstellt. Dabei liegt der Schwerpunkt dieser Arbeit auf derRückstreu-Spektrometrie, während eine Partnerarbeit die Aspekte der Kernreaktions-analyse näher betrachtet. Beim Aufbau der Kammer steht die Ermöglichung eines e-zienten und umfassenden Analysebetriebs im Vordergrund. Der Probenhalter soll bis zudrei Targets gleichzeitig aufnehmen und in ihrer Ausrichtung veränderlich lagern können.Als Targets sollen hier reale Bauteile mit komplexer Geometrie wie beispielsweise Turbi-nenschaufeln untersucht werden können. Die Position von Target und Ionenstrahl, sowieder auieÿende Strahlstrom können über einen vorgesetzten Strahlanalysator überprüftwerden.Die verwendeten Analysemethoden besitzen jeweils bei der Messung des Tiefenprolsunterschiedlicher Elemente Stärken. Während die Rückstreu-Spektrometrie detaillierteErgebnisse zur Konzentrationsverteilung der Elemente im Oxid liefert, ergibt das PIGE-Verfahren ein genaues Bild des Fluor-Tiefenprols. Durch Kombination der Messergeb-nisse lassen sich umfangreiche Aussagen über die ermittelten Konzentrationsprole dervorliegenden Elemente erzielen.

Ausblick

Zum Zeitpunkt der Abgabe war der Strahlgang vom Beschleuniger zur Vakuumkam-mer noch nicht fertiggestellt, und damit die Möglichkeit für erste Testmessungen nochnicht gegeben. Die in Kapitel 4 präsentierten Ergebnisse stammen aus einer kleinerenbereits bestehenden Kammer im Cave des 2.5MV Van-de-Graaf Beschleunigers. Mit derim Rahmen dieser Bachelorarbeit neu erstellten Kammer sollen gröÿere Turbinenteileauf die Implantationserfolge hin untersucht werden. Zudem können durch die geplante

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5 Zusammenfassung und Ausblick

Drehbarkeit der Probe durch den xyz-Manipulator umfassendere Messungen an verschie-denen Stellen des gleichen Targets durchgeführt werden. So kann die Homogenität derSchutzschicht bei Targets komplexer Geometrie überprüft werden, was aus Gründen derQualitätssicherung für die Industrie von groÿem Interesse ist. Die Positionsveränderun-gen des Targets können ohne Brechen des Vakuums vorgenommen werden, wodurch eineoptimierte Nutzung der Strahlzeit bei der Untersuchung folgt.Die nächsten Schritte des Projekts werden also die Planung und Anpassung des Proben-halters, die Anbindung an den Beschleuniger und schlieÿlich die ersten Testmessungensein.

Neben dem Hauptzweck der Analyse von Turbinenschaufeln bietet die Kammer ein ho-hes Maÿ an Flexibilität um auch Untersuchungen an anderen Proben durchzuführen.Um groÿe Proben in Analyseposition zu bringen kann eine der Kammerwände komplettentfernt werden. So ist die maximale Probengröÿe nicht an die Flanschgröÿe am Proben-halter gekoppelt.Auch bei den Analysemethoden stehen mehrere Möglichkeiten zur Verfügung. PIGE- undRBS-Detektoren besitzen Stärken in unterschiedlichen Bereichen der Tiefenprolerstel-lung. Durch einen Vergleich der Messergebnisse ergänzen sie sich zu einem umfassenderenBild der Probenzusammensetzung. Durch Modikationen an der Kammer könnte auchder Zugang zu weiteren Analyseverfahren wie beispielsweise PIXE gegeben werden.

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Danksagung

Zuerst möchte ich mich bei Reinhard Dörner für die freundliche Aufnahme in die Arbeits-gruppe bedanken. Vielen Dank auch an Sven Neve für die zahlreichen Hilfestellungen undalle ertragenen Fragerunden. Weiterer Dank gilt Eberhard Zschau für die Unterstützungbei der Präsentationserstellung, und Lothar Schmidt für die kleine Flanschkunde unddie Hilfe während der Kammererstellung. Auÿerdem möchte ich mich bei der gesamtenGruppe für die stets positive Atmosphäre bei Seminar, Gruppensitzung und Grillfestenbedanken.Natürlich bedanke ich mich auch bei meinen Eltern, die mir das Physik-Studium ermög-lichen, und nicht zuletzt bei meinem kleinen Bruder für die Lösung jeglicher Bildverar-beitungsprobleme.

Merci

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Abbildungsverzeichnis

1.1 TiAl-Phasendiagramm nach Murray, McCullough und Huang . . . . . . . 6

2.1 Wechselwirkungsprozesse von hochenergetischen Ionen mit einem Target-atom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9

2.2 RBS-Reaktionsgeometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112.3 Einuss von Energieauösung und Straggling auf die Form des Spektrums 132.4 Idealisiertes Spektrum einer massiven Probe aus 2 Elementen . . . . . . . 142.5 Diagramm des Compoundkernmodells mit Zerfallswegen . . . . . . . . . . 17

3.1 Auÿenansicht der Vakuumkammer von der Detektorseite (hinten) . . . . . 223.2 Auÿenansicht der Vakuumkammer von der Torseite (vorne) . . . . . . . . 223.3 Auÿenansicht der Vakuumkammer von der Seite des ankommenden Strahls

(links) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 223.4 Auÿenansicht der Vakuumkammer von Seite des Quarzglases (rechts) . . . 223.5 Auÿenansicht der Vakuumkammer von der Seite des Probenhalters (oben) 223.6 Auÿenansicht der Vakuumkammer von der Seite der Vakuumpumpe (unten) 223.7 Basisrohrstück eingeteilt in 4 Ebenen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 233.8 Schnitt durch die Laserebene . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 253.9 Schnitt durch die Kameraebene . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 253.10 Schnitt durch die Kollimatorebene . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 253.11 Schnitt durch die Dreibeinebene . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 253.12 Vakuumkammer in Verbindung mit dem Strahlanalysator . . . . . . . . . 26

4.1 Zur Betrachtung der Oberächenhöhe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 304.2 RBS-Spektren einer TiAl- und einer Ti(70)Al(30)-Probe . . . . . . . . . . 324.3 RBS-Spektrum einer oxidierten γ-MET-Probe bei optimaler F-Konzentration 344.4 Tiefenprol von Ti, Al und O bei optimaler F-Konzentration . . . . . . . 344.5 RBS-Spektrum einer oxidiertenTi3Al-Probe bei optimaler F-Konzentration 364.6 Tiefenprol von Ti, Al und O in oxidiertem Ti3Al . . . . . . . . . . . . . 364.7 Tiefe der Resonanzen in Abhängigkeit der Projektilenergie E0 . . . . . . . 384.8 Fluor-Tiefenprol in γ-MET nach 18h und 100h Oxidation bei 900C . . . 394.9 Tiefenprole von Ti, Al, O und F . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

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Abbildungsverzeichnis

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Literaturverzeichnis

[1] J.L. Murray, Phase Diagrams of binary Titanium Alloys, ASM, MetalsPark, Ohio, USA, 1987

[2] T. Majewski, Spurenbestimmung metallischer Verunreinigungen in γ-TiAl und den hochreinen Ausgangsmaterialien Al und Ti mittels ICP-Massenspektrometrie, Dissertation Universität Hannover, 2002

[3] M. Schütze, G. Schumacher, F. Dettenwanger, U. Hornauer, E. Richter,E. Wieser, W. Möller; Einuss einer oberächennahen Dotierung auf dieOxidationskinetik von TiAl-Werkstoen, FDS Tagungsband 21 Dresden,2000

[4] C. Haug, Analyse struktureller Defekte in kristallinen Schichten, Disser-tation Universität Freiburg, 2001

[5] S. Werner, Mikro-PIXE-Untersuchungen an mikrodimensionalen Struk-turelementen mittels eines facettierten Röntgendetektors, DiplomarbeitUniversität Leipzig, 2006

[6] H. Lutz, Untersuchungen zur Herstellung und Charakterisierung vonSiliciumcarbonitriden, Dissertation Universität Karlsruhe, 2001

[7] J.W. Mayer, E. Rimini, Ion Beam Handbook for Material Analysis, Aca-demic Press, 1977

[8] S. Neve, A. Fick, Rutherford-Backscattering, Universität Frankfurt,2008

[9] W.T. Hering, Angewandte Kernphysik, Teubner Studienbücher, 1999

[10] J.R. Tesmer and M. Nastasi, Handbook of modern ion beam materialsanalysis, Material Research Society, 1995

[11] S. Haag, Ionenstrahlgestützte Abscheidung dünner Funktionsschichtsys-teme im System Ti-B-C-N und deren Charakterisierung, DissertationUniversität Heidelberg, 2003

[12] M. Schütze, Intermetallic titanium aluminides - Importance of oxidationresistance for applications, Karl-Winnacker-Institut, 1996

[13] A. Donchev, M. Schütze, Improvement of the oxidation resistance ofγ-TiAl alloys by ion implantation, TurboMat Bonn, 2002

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Literaturverzeichnis

[14] E. Nolte, Kernphysikalische Methoden in der interdisziplinären For-schung 1, Vorlesungsskript der Fakultät für Physik der TU München,2005

[15] D. Hasselkamp, Oberächenanalyse durch Rutherford-Rückstreuung(RBS), Phys. Institut der Universität Giessen, 1998

[16] S. Neve, P.J. Masset, H.-E.Zschau, M. Schütze, Jahresbericht 2008 desIKF der Universität Frankfurt, 2008

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Eidesstattliche Erklärung

Hiermit erkläre ich, dass ich die Arbeit selbständig und ohne Benutzung anderer als derangegebenen Quellen und Hilfsmittel verfasst habe. Alle Stellen der Arbeit, die wörtlichoder sinngemäÿ aus Veröentlichungen oder aus anderen fremden Texten entnommenwurden, sind von mir als solche kenntlich gemacht worden. Ferner erkläre ich, dass dieArbeit nicht - auch nicht auszugsweise - für eine andere Prüfung verwendet wurde.

Frankfurt am Main, den 20. Oktober 2008

Stefan Zeller

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