CC BY
65
УДК 539.2:669; 539.219.3
ИЗОТОПНЫЕ ЭФФЕКТЫ ПРИ ТЕХНОГЕННЫХ ВОЗДЕЙСТВИЯХ НА ПОВЕРХНОСТЬ ТВЕРДЫХ ТЕЛ. Часть 1
Н.Н. Никитенков, И.П. Чернов, Ю.И.Тюрин, Л.Н. Пучкарева
Томский политехнический университет E-mail: [email protected]
Приведен обзор результатов исследований и новые экспериментальные данные авторов по изменениям изотопного состава в приповерхностных слоях твердых тел в процессах ионного распыления, ионного рассеяния, вторичной ионной эмиссии, ионной имплантации, электролизного насыщения изотопами водорода, термодиффузии из внешнего источника. Во всех перечисленных процессах наблюдаются заметные изменения естественных изотопных распространенностей, как в составе приповерхностных слоев, так и в составе вторичных (эмитированных, отраженных) частиц. Исследования выполнены методом вторичной ионной масс-спектрометрии и энерго-масс-спектрометрии вторичных ионов на образцах молибдена, никеля имплантированного медью, на различных модификациях титана, на тонкопленочных системах титан-алюминий и других. Выявлены общие закономерности в изменениях изотопного состава в различных процессах. Обсуждаются возможные механизмы этих изменений.
Введение
В статье выполнен обзор опубликованных в последние годы работ и приведены новые экспериментальные данные по изменениям изотопного состава в приповерхностных слоях твердых тел в ходе ионного распыления, отражения ионов от поверхности, вторичной ионной эмиссии, ионной имплантации, электролизного насыщения изотопами водорода, термодиффузии из внешнего источника. Такие исследования обусловлены потребностью материаловедения, энергетики и других прикладных отраслей знаний, использующих технологии модификации приповерхностных слоев, и занимающихся изучением механизмов миграции атомов, трансформации изотопного состава при различных воздействиях на поверхность. Эти исследования представляют и академический интерес как примеры модельных объектов неравновесных физических систем.
Изменения изотопного состава в ионных пучках и приповерхностных слоях твердых тел изучались во многих работах по ионному распылению и вторичной ионной эмиссии [1-10], по рассеянию ионов от поверхности [11, 12], при водородном насыщении и термодиффузии из внешнего источника [13-20], при ионной имплантации [21-23]. В этих явлениях важно выявить основные процессы, обусловливающие изменения изотопного состава в приповерхностных слоях твердых тел.
Экспериментальные результаты и обсуждение
1. Изотопные эффекты при ионном распылении и во вторичной ионной эмиссии
Первыми работами, в которых исследовался изотопный эффект (ИЭ) во вторичной ионной эмиссии (ВИЭ), являются, по-видимому, работы авторов [l], хотя обнаружение предпочтительного распыления (preferential sputtering), то есть изотопного эффекта в распылении относят к 1977 году (см. [2] и библиографию этой работы). В [1] обнаружено, что в ВИЭ ряда минералов, металлов, ок-
сида меди и сплава GaAl ионами кислорода отношение выхода ионов легкого изотопа к тяжелому в энергетическом диапазоне 0...20 эВ выше соответствующего стандартного отношение распространенностей изотопов. Наблюдается обогащение "облака" распыленных ионизованных частиц легкими изотопами. Степень обогащения зависит от атомного номера элемента, от матрицы, в которой элемент находится, и скорости ионов.
Практически одновременно с работами [1, 2] появилась работа [3], где исследовано пространственное и энергетическое распределения величины измеряемого в ВИЭ изотопного отношения. Работа [3] подтвердила выводы работ [1] относительно обога-щенности ВИЭ легкими изотопами и зависимости изотопного отношения вторичных ионов одного и того же элемента от их энергии. Авторами [3] подробно исследовались для ряда чистых металлов зависимости /¿я(Е)=Ж+£(Е)/Ж+я(Е), где Ж+£(Е) и А%(Е)
- энергетические спектры вторичных ионов легкого и тяжелого изотопов. Было установлено, что в зависимости /1Н(Е) в исследованном диапазоне энергий (от 0 до 80 эВ) имеется пик или плато при разных энергиях для разных металлов. Как правило, этот пик расположен в области низких энергий для легких элементов и смещен к высоким энергиям для тяжелых. Подробно вопрос о зависимости /ц(Е) в диапазоне Е=4...30 эВ изучался также в работе [4] с целью проверки предложенной в этой работе модели эффекта. В дальнейшем закономерности ИЭ в распылении и ВИЭ исследовались в [2, 4-7 и др.]. Для теоретического объяснения ИЭВИЭ в [1-7] сделано следующее. Привлечены известные формулы для вероятности ионизации (в работе [3]) и экспериментальная зависимость вероятности ионизации от скорости атома (у) в виде ехр(—Д), у0 -константа (в работах [2, 4]). Эффект изменения изотопного состава получается как следствие зависимости вероятности ионизации от массы атома. Это, однако, не объясняет физической сущности механизма эффекта. Целью наших исследований [9, 10] являлось экспериментальное изучение ИЭ ВИЭ и попытка углубления представлений о его механиз-
ме. Экспериментально изучены зависимости /ш(Е) для металлов, круг которых частично перекрывается с теми, что исследовались в [1, 3-7]. Получено качественное подтверждение экспериментальных выводов указанных работ, хотя в количественном отношении для ряда металлов у нас наблюдался эффект превышающий величины, опубликованные ранее, как видно, например, из рис. 1.
Рис. 1. Зависимость отношения интенсивностей массовых линии ионов изотопов молибдена 92Мо и 100Мо от их энергии: 1) стандартное изотопное отношение, 2) из работы [6], 3) наши измерения [9, 10]
Результаты наших измерений подтвердили сделанный ранее вывод о существовании пика или плато в зависимости/1Н{Е), однако, вывод о корреляции энергетического положения пика с массой элемента не подтвердился. Вместе с тем, действительно наблюдается уменьшение максимального значения отношения /1Н(Е) к стандартному значению отношения распространенностей при уменьшении массы элемента. Кроме того, для изотопов одного элемента, справедливо следующее утверждение: чем больше разница количества нейтронов в ядрах, тем больше величина ИЭ в ВИЭ.
Из установленных к настоящему времени закономерностей наиболее надежными являются следующие: большая вероятность ионизации атома легкого изотопа по сравнению с тяжелым и обратная зависимость величины эффекта от массы в ряду элементов. Последняя закономерность, очевидно, коррелирует с относительным изменением массы и объема ядра при одинаковой величине дефицита или излишка нейтронов в ядрах при переходе от легких элементов к тяжелым. Данное обстоятельство указывает, что ИЭ ВИЭ связан с различиями строения электронных оболочек атомов-изотопов. Различия в строении электронных оболочек обусловлено изотопическим смещением (ИС) энергетических уровней электронов в атомах. ИС в основном зависит от двух факторов: конечности массы и пространственной протяженности ядра.
ИС электронных уровней, связанное пространственной протяженностью ядра обусловлено тем, что волновая функция внешнего 5-электрона пе-
рекрывается с волновыми функциями ядра. В этом случае сравнительно велика вероятность нахождения электрона в области пространства, занимаемой ядром (т.е. в объеме ядра) [24, 25]. Пространственная протяженность ядер характеризуется среднеквадратичным (протонным) радиусом ядра <г2>. Величина протонного радиуса зависит от количества нейтронов в ядре (см. рис. 2). Следовательно, от изотопа к изотопу для одного и того же элемента варьируется перекрытие волновых функций внешних электронов и ядер. Таким образом, размеры ядер-изотопов через волновую функцию внешнего электрона влияют на величину 1-го потенциала ионизации атома, а следовательно и на вероятность ионизации атома при распылении. Это влияние может проявляется через различия: 1) величин потенциалов ионизации, 2) длины взаимодействия (у) атомов с поверхностью при отлете, изменяющихся вследствие неодинаковых величин <г2> для ядер-изотопов, поскольку у~а~<т1>, где а -радиус атома.
Рис. 2. Зависимость среднеквадратичного радиуса ядра от числа нейтронов для изотопов рубидия [26]
Наблюдаемые изотопические сдвиги частот спектральных линий некоторых оптических переходов достигают 10Л..10- эВ [24]. Энергии ионизации (I) атомов-изотопов должны различаться на величину ИС, наблюдаемых в оптике. Вероятность ионизации в ВИЭ экспоненциально зависит от I. Это позволяет оценить относительную разницу вероятностей ионизации атомов-изотопов. В соответствии с [26] вероятность ионизации К определяется соотношением:
Я+ (Е)~ Еп • ехр
(1 -р}
(1)
где Е - кинетическая энергия иона, I - потенциал ионизации атома, р - работа выхода электрона, с = ж/2у-, - - постоянная Планка; п = уа5/4укТ„ уа = а/\, ар - величина порядка постоянной решетки, V - скорость отлетающего атома, 5 - константа, к - постоянная Больцмана; Т - температура электронной подсистемы в области развития каскада; 1/уа - длина взаимодействия между отлетающим атомом и поверхностью. На основании (1), величина относительной разности вероятностей ионизации двух атомов, различающихся потенциалами ионизации на величину А! и длиной взаимодействия на величину АЯ = А(1/уа), равна:
Я( Е) =
К- Я+ я:
= — -1 = Е яг
_ 77(ДЛ)к1
ехр
Ы -кг
тУг
-1,
(2)
где к1 и к2 - константы размерности (ниже при расчетах полагалось к1=к2=1).
Рис. 3. Сравнение расчетных и экспериментальных зависимостей относительных вероятностей ионизации изотопов вторичных ионов от их энергии: 1) экспериментальные данные, обработанные в соответствии с (4); 2) и 3) расчет, соответственно, по формулам (2) и (3)
На рис. 3 представлены теоретические кривые Я(Е), рассчитанные по (2) - кривая 2, а также по формуле (кривая 3):
Я(Е) = ЛГ = ЕАХ-1' (3)
При расчетах полагалось, что к^Ду^к^Л/—10Л Кроме того, на рис. 3 (кривая 1) представлена измеренная экспериментально для изотопов серебра 107А и 10^ величина
я„
Я
-1
(4)
где Кэксп=1+ЦЕ)/1+(Е), 1+ (1=1,Н) - интенсивности массовых линий изотопов в соответствующих энергетических спектрах, Ест - стандартное отношение изотопных распространенностей, ДМ/М -относительная разность масс изотопов. Формула (3) получена аналогично (2) с использованием зависимости Е+~ЕП вместо (1). Такие зависимости также получены в ряде моделей ионизации вторичных атомов. Таким образом, кривые 2 и 3 рис. 3 характеризуют проявление в ИЭ ВИЭ двух процессов, один из которых описывается степенной, а другой экспоненциальной функцией, а кривая 1, возможно, характеризует суперпозицию этих процессов. На рис. 4 представлены зависимости величин К(Е) (4) для ряда элементов, полученные в наших экспериментах и построенных по результатам работы [6]. Сравнение рис. 3 и рис. 4 показывает, что форма каждой из экспериментальных кривых в основных своих чертах соответствует одной из теоретических кривых. Различия в положении острых минимумов на экспериментальных и теоретических кривых можно объяснить, во-первых, экспериментальными погрешностями, основная из кото-
рых связана с использованием энергоанализаторов с относительно широким энергетическим окном (~1 эВ), во-вторых, недостаточной обоснованностью использованных при расчетах величин ДХ=Д(1/уЦ)=10~4. Абсолютные значения сравниваемых экспериментальных и теоретических величин совпадают лишь в области энергий 10Л..10~2 эВ.
Рис. 4. Экспериментальные зависимости (Яэкс„/Яс1)—1 от энергии вторичных ионов: а) по результатам наших измерений для изотопов: 1) 24Мд и 26Мд , 2) 92Мо и 94Мо, 3) 50Сг и 52Сг, 4) тБп и тБп; б) по результатам работы [6] для изотопов: 1) Б128 и Б?0,2) Сг50 и Сг52,3) Мд24 и Мд26
Проведенное сопоставление теории и эксперимента, несмотря на значительные расхождения в положении особенностей кривых по шкале энергий, указывает на возможность резонанса в зависимости Л+(Е) для атомов в области энергий 0...10- эВ.
2. Изотопные эффекты при отражении ионных пучков
Изотопные эффекты в потоке обратно рассеянных от поверхностей металлов ионов изучены в основном для пар ионов 3Не+-4Не+ и 20№+-22№+ [11, 12]. Исследования проводились методом двойной спектроскопии ионного рассеяния (ДСИР). В ДСИР компоненты указанных пар присутствуют в первичном пучке в равных концентрациях. Использовался также метод поочередного напуска в разрядную камеру ионного источника указанных изотопов. Энергия первичных ионов варьировалась от ~200 до ~3000 эВ, плотности тока ~ 0,1.500 нА, углы падения и углы отражения - от нормальных до
скользящих. На рис. 5 представлены сводные данные из работы [12] по изотопному эффекту для пары
ионов 3Не+-4Не+. Выход рассеяния (!) на данном рисунке дан в произвольных единицах, хотя относительные разности интенсивностей пар 3Не+-4Не+ для каждого из металлов соответствуют эксперименту. Начала осей абсцисс для каждого из металлов (2п, РЬ, 1п, Sn) показаны чертой под соответствующим символом. По оси абсцисс отложены обратные скорости (1/у=т/2Уе, т и е - масса и заряд иона, V - ускоряющий потенциал). Хорошо развитая структура максимумов на кривых ДСИР, для случаев РЬ, 1п и Sn на рис. 5, объяснена в [27] как результат конкуренции между ростом сечения рассеяния и вероятности нейтрализации, по мере уменьшения энергии пучка. В области низких значений обратной скорости для всех комбинаций ион-мишень ток рассеянных ионов 3Не+ выше, чем ток 4Не+. Это ожидаемо, легкие бомбардирующие частицы имеют большее сечение рассеяния по сравнению с тяжелыми при прочих равных условиях (например, силовое поле, вероятность нейтрализации). При высоких значениях обратной скорости имеется тенденция к тому, что ток рассеянных ионов 4Не+ превышает ток рассеянных ионов 3Не+ для всех изученных систем. Это возможно, если при низких энергиях ионы 4Не+ нейтрализуются с гораздо меньшей вероятностью по сравнению с 3Не+. Очевидное различие между этими двумя изотопами, имеющими одну и ту же скорость, состоит в различии их импульсов, которое, в свою очередь, создает небольшие различия (намного меньше 1 ед. Бора) в их траекториях столкновения. Поскольку считается, что основные процессы нейтрализации (оже-нейтрализация и резонансная туннельная нейтрализация) происходят сравнительно далеко от поверхности (около 4 ед. Бора), трудно понять, как такие малые различия траекторий могут влиять на относительную вероятность нейтрализации ионов изотопов.
Ь-----I----*----1----1 1-------1 1 1—42----6----------10--------14 --х---К)'8
. 1/У,_С'СМ-!
Рис. 5. Зависимость выхода упруго рассеяния ионов 3Не+ и 4Не+ У от их обратной скорости для поверхностей цинка, свинца, индия и олова; угол рассеяния - 90° [12]
Отметим также, что более тяжелые ионы, вызывают более сильное модифицирование поверхности в результате имплантации, поверхностного травления и очистки. Однако, эти процессы не дают приемлемого объяснения характера кривых ДСИР при низких энергиях.
Осцилляции кривых ДСИР рис. 5 для ионов гелия, рассеиваемых на поверхности свинца, индия и олова, были приписаны [28] квазирезонансному электронному переносу. При рассмотрении этих кривых можно заметить, что положение максимумов и минимумов при рассеянии 3Не+ и 4Не+ на одной и той же поверхности соответствуют приблизительно одним и тем же значениям обратной скорости [28]. Более детальное рассмотрение показывает, что в действительности в области низких энергий наблюдаются значительные смещения в положениях максимумов и минимумов. В случае бомбардировки поверхности свинца (рис. 5, в) изотопный сдвиг пика при значении обратной скорости около 12108 с/см согласуется с данными по исследованию угловых распределений [29]. То есть, увеличение угла рассеяния при постоянстве энергии и массы бомбардирующей частицы оказывает такое же влияние, что и увеличение ее массы при постоянстве скорости и угла рассеяния. В обоих случаях уменьшается расстояние наибольшего сближения. Интересно отметить, что сдвиги низкоэнергетического пика для индия и олова (рис. 5, с, I) имеют другой знак по сравнению со сдвигами для свинца.
Из рис. 5 также видно, что высоты пиков, для 3Не+ и 4Не+ не идентичны и не пропорциональны друг другу. Некоторые различия высот пиков в низкоэнергетических спектрах от олова, вероятно, обусловлены различиями общей формы кривых. Наиболее отчетливо это демонстрируют неосцилля-торные данные для цинка (рис. 5, а). В целом кривые имеют форму параболы с синусоидальной модуляцией. Исключением из этого правила является кривая рассеяния ионов 3Не+ от РЬ, имеющая небольшой пик при значении обратной скорости около 8,5108 с/см, связанный, по-видимому, с квазире-зонансным электронным переносом. Количественно, токи отраженных ионов легких изотопов могут в случае 3Не+ и 4Не+ примерно в 2 раза превышать токи тяжелых изотопов. В случае 20№+ и 22№+ это превышение составляет около 20 %. То есть, чем тяжелее элемент, тем меньше величина эффекта. Это коррелирует с величиной относительной разности масс изотопов (как и в случае ИЭ в ВИЭ, см. выше).
3. Изотопные эффекты при ионной имплантации
Результаты наших исследований изменения изотопного состава меди, имплантированной в никель, опубликованы в [21-23]. Ионную имплантацию меди в поликристаллический никель со средним размером зерна около 20 мкм проводили на имплантере "Диана-2" [30], оснащенном вакуумно-дуговым ионным источником, работающим в импульсно-периодическом режиме с длительностью импульса
150.200 мкс и частотой следования 50 Гц. Имплантация осуществлялась при давлении ~610-3 и 410-2 Па с плотностью ионного тока в импульсе 125 мкАсм- и средней плотностью тока на мишени порядка 1 мкАсмЛ Дозы имплантации - 21016 и 21017 ионсм-2, разница во времени между набором указанных доз около 6 ч. Ионы ускорялись в поле 50 кВ. Образцы никеля, предварительно электрохимически полированные, укреплялись металлическим держателем так, чтобы обеспечивался плотный контакт с поверхностью металлической подложки. Температура образца в процессе имплантации не превышала 50 °С. На рис. 6 приведены профили распределения изотопов меди 65Си и 63Си по глубине образца никеля и суммарный 65Си+63Си профиль после имплантации дозой 21017 ионсм- при давлении 610-3 Па. Видно, что характер распределения изотопов различен: спадающая кривая для изотопа 65Си, и нарастающая - для изотопа 63Си, т.е. в поверхностном слое, примерно до 100 нм происходит накопление изотопа 65Си. И только после выхода на максимум интенсивности линии изотопа 63Си начинается выравнивание изотопного состава, приближаясь к их природному соотношению на глубине 250 нм. Для большей наглядности по данным рис. 6 на рис. 7 представлены отклонения концентраций (С,) изотопов меди по глубине, рассчитанные как С=1/Ъ1 (, - изотоп, /-интенсивность), от их природных распространенностей (Д). Видно, что на глубине примерно 330 нм полученные значения распространенностей изотопов имплантированной меди совпадают с природными значениями. Максимальное отклонение от природной распространенности изотопов (около 54 %) наблюдается на поверхности. По данным рис. 6 и 7, выявляются 3 характерные области изменения изотопного состава: 1 -от 0 до 80.100 нм, 2 -от 100 до 250 нм, 3
- глубже 250 нм. Видно, что изменение изотопного состава наиболее значительно в приповерхностном слое. Здесь наблюдается нарастание концентрации имплантированных ионов с выходом на максимум на глубине ~100 нм (рис. 6). Области резкого снижения концентрации имплантированной меди в слое 120.250 нм соответствует переход к природному соотношению распространенностей изотопов. И, наконец, диффузионному "хвосту" на профиле имплантированной меди соответствует область выравнивания изотопного состава с природным. Таким образом, максимальные нарушения изотопного состава происходят на участке наибольших потерь энергии имплантированных ионов и максимального накопления концентрации имплантированной меди.
На рис. 8 представлены кривые, аналогичные рис. 7, но для дозы 21016 ионсмЛ Из сравнения рис. 7 и 8 видно, что характер послойного изменения изотопного состава с увеличением дозы не изменяется, но для более высокой дозы изменения изотопного состава распространяются на большую глубину. Это, возможно, связано с увеличением общей концентрации имплантированной меди и возрастанием ее концентрации на большей глубине в результате радиационно-стимулированной диффузии. Экспе-
римент был повторен при дозе ионной имплантации 21017 ионсм- при давлении ~410-2 Па. В этом случае эффект трансформации изотопного состава меди качественно не изменяется, однако, обнаруживаются различия в форме профилей изотопов имплантированной меди (рис. 8). Они становятся более узкими, стягиваясь к поверхности образца.
У+,отн.ед.
осы—■—I—>-----1- —I—■---1—I 1—|---1
О 100 200 300 400 500 4 нм
Рис. 6. Профили распределения изотопов 65Си и 63Си по глубине образца никеля и суммарный 65Си+63Си профиль
с-л; %
-60 I—■—'—■—I—■—'—■—1—■—1—■—1 О 100 200 300 400 500(1, нм
Рис. 7. Отклонения концентраций (С) изотопов меди по глубине от их природных распространенностей (Я)
С-Я, %
.30 —,—I—,—г—,—I—,—I—^—I—
5 10 15 20 25 а, НМ
Рис. 8. Отклонения концентраций изотопов меди по глубине образца никеля от их природных распространенностей
Объяснение трансформации изотопного состава имплантированной меди невозможно в рамках
традиционных механизмов диффузии. Известно, что отношение коэффициентов диффузии изотопов обратно пропорционально корню квадратному из отношения их масс, т.е. ~ 1,02. Наблюдаемый эффект в несколько раз выше.
Заключение
Представленные в первой части статьи экспериментальные результаты касаются лишь немногих техногенных воздействий на поверхность, приво-
дящих к изменению ее изотопного состава, а именно, процессов ионного распыления, рассеяния ионов от поверхности и ионной имплантации. Основная закономерность, наблюдаемая в этих процессах и относящаяся к изменению природного изотопного состава, связана с обогащением поверхности тяжелыми изотопами. Данная закономерность объясняется особенностями атомных столкновений и электронных взаимодействий в системе атом-поверхность.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Slodzian G., Lorin J.C., Havette A. Isotopic effect on the ionization probabilities in secondary ion emission // J. Phys. Lett. — 1980. — V. 41. —P. L555—L558.
2. Lorin J.C., Havette A., Slodzian G. Isotopic effect on the ionization probabilities in secondary ion emission // Secondary Ion Mass Spectr.: Abstr. of Conf. — Berlin: Springer, 1982. — P. l4o.
3. Shapiro M.H., Haff P.K., Tombrello T.A., Harrison D.E. Simulation of isotopic mass effects in sputtering // Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. — 1985. —V. B12. — P. 137-145.
4. Gnaser H., Hutcheon J.D. Preferential emission oflighter isotopes in the initial stage of sputtering // Surf. Sci. —1988. —V. 195. — P. 499-511.
5. Gnaser H., Oechsner H. Isotopic mass effects in sputtering: dependence on fluence and emission angle // Nucl. Instr. and Meth. in Phys. Res. —1990. —V. B48. — P. 544-548.
6. Shimizu N., Hart S.R. Isotope fractionation in secondary ion mass spectrometry // J. Appl. Phys. —1982. —V. 53(3). — P. П03-1311.
7. Gnaser H., Hutcheon J.D. Velosity-dependend isotope fractionation in secondary ion emission // Phys. Rev. B. — 1987. —V. 35. — № 1. — P. 877-879.
8. Shwarz S.A. Measurement ofthe secondary ion mass spectrometry isotope effect // J. Vac. Sci. Technol. —1987. —V. A5(3). — P. 308-312.
9. Никитенков Н.Н., Косицын Л.Г., Маркова Н.М., Шуле-пов И.А. Изотопический эффект в энергетических спектрах ионизованной компоненты распыления // Физика взаимодействия заряженных частиц с кристаллами: Тез. докл. XVIII Всес. совещ. —М.: МГУ, 1987. —С. 110.
10. Никитенков Н.Н., Косицын Л.Г., Маркова Н.М., Шуле-пов И.А. О изотопическом эффекте во вторичной ионной эмиссии // Вторичная ионная и ионно-фотонная эмиссия: Тез. докл. Всес. семинара. —Харьков: ХГУ, 1988. —Ч. 1. —С. 69—71.
11. Helbig H.F., Orvek K.J. Isotope Effects in Elastic Ion-Surface Scattering; He+ and Ne+ on Solid and Liquid Ga // Nucl. Instrum. and Meth. —1980. — V. 170. —P. 505.
12. Helbig H.E, Adelman PJ. Isotope Effects in Ion-Scattering Double Spectroscopy // J. Vac. Sci. and Thechn. —1977. —V. 14. —P. 488 -493.
13. Чернов И.П., Никитенков Н.Н., Пучкарева Л.Н. и др. Изменение изотопного состава металлов при насыщении водородом // Известия вузов. Физика. —1999. — № 4. — С. 61-65.
14. Chernov I.P., Nikitenkov N.N., Puchkareva L.N., Kolobov Yu.R. Change Isotopic Composition of Metals at Deuterium Charge // Cold Fusion (ICCF-7): Proc. of the 7th Intern. Conf. — Vancouver, 1998. — Copyright 1998 ENECO. — Inc. Salt Lake City, Utah. — USA, 1998. —P. 441-446.
15. Chernov I.P., Nikitenkov N.N., Puchkareva L.N., Kolobov Yu.R. Change Isotopic Composition of Palladium and Titanium induced by Hydrogen Isotopes // Science and Technol.: Abstracts the Second Russian-Korean Intern. Symp. — Tomsk, 1998. — P. 164.
16. Чернов И.П. Никитенков Н.Н. Кренинг М. Баумбах X. Исследования процессов в металлах при насыщении водородом //
XXVIII Междунар. конф. по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами: Тез. докл. — М.: МГУ, 1998. —С. 116.
17. Чернов И. П., Никитенков Н. Н., Крёнинг М, Баумбах Х. Изменение изотопного состава лития в тонкопленочных структурах при насыщении водородом // XXVIII Междунар. конф. по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами: Тез. докл. — М.: МГУ, 1999. — С. 131.
18. Chernov I.P., Nikitenkov N.N., Puchkareva L.N. et al. Changes in Isotopic Composition of Metals Enriched in Hydrogen // Russian Phys. Journ. —1999. —V. 42. — № 4. — P. 947 -951.
19. Чернов И.П., Никитенков Н.Н., Крёнинг М., Баумбах Х. Изменения изотопного состава лития в тонкопленочных структурах при насыщении водородом // Известия РАН, сер. Физическая. — 2000. —Т 64. — № 11. — С. 2181-2185.
20. Чернов И.П., Никитенков Н.Н., Крёнинг М., Баумбах Х. Исследования механизма изменения изотопного состава металлов при насыщении водородом // Известия Томского политехнического университета. —2000. —Т. 303(3). —№ 11. —С. 62—71.
21. Пучкарева Л.Н., Чернов И.П., Никитенков Н.Н. Исследования изменений изотопного состава меди при ионной имплантации меди в никель // Ion-Surface Interaction: Матер. XV Междунар. конф. —Звенигород, 27—31 августа 2001 г. —М., 2001. — Т. 2. —С. 178-183.
22. Никитенков Н.Н., Чернов И.П., Пучкарева Л.Н. Изотопные эффекты при ионной имплантации и других воздействиях на поверхность // Физика взаимодействия заряженных частиц с кристаллами: Тез. докл. XXXII Междунар. конф. — М.: МГУ, 2002. —С. 155.
23. Пучкарева Л.Н., Чернов И.П., Никитенков Н.Н. Изменения изотопного состава меди при ионной имплантации в никель // Известия РАН, сер. Физическая. — 2002. — Т. 66. — № 8. — С. 1219—1222.
24. Гангрский Ю.П., Марков Б.Н. Ядра в лучах лазера. — М.: Знание, 1984. —64 с.
25. Физическая энциклопедия. — М.: Советская энциклопедия, 1990. —Т. 2. —С. 121.
26. Никитенков Н.Н. Теоретические и экспериментальные исследования энергетических распределений вторичных ионов при распылении мишеней сложного состава ионами килоэлект-ронвольтных энергий: Автореф. дис. ... канд. физ.-мат. наук. — М.: МГУ, 1987. —17 с.
27. Smith D.P Analysis of surface composition with low-energy backscattered ions // Surf. Sci. —1971. —V. 25. — P. 171-191.
28. Erikson R.I., Smith D.P. Electronic processes in low-energy ion-surface scattering // Phys. Rev. Lett. —1975. —V. 34. — P. 297—300.
29. Tolk N.H., Tully J.C., Kraus J. et al. Angular dependence of oscillatory structure in low-energy ion-surface scattering // Phys. Rev. Lett. — 1976. —V. 36. —P. 747-750.
30. Аксенов А.И., Бугаев С.П., Емельянов В.А. и др. Получение широкоапертурных пучков ионов металлов // Приборы и техника эксперимента. —1987. — № 3. — С. 139-142.
