close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Радиационные эффекты в кремниевых интегральных схемах космического применения. — Эл. изд.

код для вставкиСкачать
кор. 17 мм
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
К. И. Таперо
В. Н. Улимов
А. М. Членов
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В КРЕМНИЕВЫХ ИНТЕГРАЛЬНЫХ СХЕМАХ
КОСМИЧЕСКОГО ПРИМЕНЕНИЯ
В монографии анализируется влияние ионизирующих излучений (ИИ),
преимущественно космического пространства, на характеристики изделий
микро- и наноэлектроники. Рассмотрены: основы физики взаимодействий ИИ
с полупроводниками; изменение электрофизических параметров приборных
структур в результате образования наноразмерных дефектов под действием ИИ; дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2 и их влияние
на характеристики приборов и микросхем; особенности радиационных испытаний изделий, изготовленных по МОП-, КМОП-, а также по биполярной
технологии, на стойкость к воздействию низкоинтенсивного ИИ; одиночные
события в изделиях микро- и наноэлектроники при воздействии отдельных
заряженных частиц.
К. И. Таперо, В. Н. Улимов, А. М. Членов
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
В КРЕМНИЕВЫХ ИНТЕГРАЛЬНЫХ СХЕМАХ
КОСМИЧЕСКОГО ПРИМЕНЕНИЯ
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Ʉ. ɂ. Ɍɚɩɟɪɨ, ȼ. ɇ. ɍɥɢɦɨɜ, Ⱥ. Ɇ. ɑɥɟɧɨɜ
ɊȺȾɂȺɐɂɈɇɇɕȿ ɗɎɎȿɄɌɕ
ȼ ɄɊȿɆɇɂȿȼɕɏ ɂɇɌȿȽɊȺɅɖɇɕɏ ɋɏȿɆȺɏ
ɄɈɋɆɂɑȿɋɄɈȽɈ ɉɊɂɆȿɇȿɇɂə
ɗɅȿɄɌɊɈɇɇɈȿ ɂɁȾȺɇɂȿ
Ɇɨɫɤɜɚ
ȻɂɇɈɆ. Ʌɚɛɨɪɚɬɨɪɢɹ ɡɧɚɧɢɣ
2012
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
УДК 621.38
ББК 32.844.1+32.844.02
Т18
Электронный аналог печатного издания: Радиационные эффекты в кремниевых интегральных схемах космического применения / К. И. Таперо, В. Н. Улимов, А. М. Членов. —
М. : БИНОМ. Лаборатория знаний, 2012. — 304 с. : ил.
Т18
Таперо К. И.
Радиационные эффекты в кремниевых интегральных схемах космического применения [Электронный
ресурс] / К. И. Таперо, В. Н. Улимов, А. М. Членов. —
Эл. изд. — М. : БИНОМ. Лаборатория знаний, 2012. —
304 с. : ил.
ISBN 978-5-9963-0903-0
В монографии анализируется влияние ионизирующих
излучений (ИИ), преимущественно космического пространства, на характеристики изделий микро- и наноэлектроники.
Рассмотрены: основы физики взаимодействий ИИ с полупроводниками; изменение электрофизических параметров
приборных структур в результате образования наноразмерных
дефектов под действием ИИ; дозовые ионизационные эффекты
в структуре Si/SiO2 и их влияние на характеристики приборов
и микросхем; особенности радиационных испытаний изделий,
изготовленных по МОП-, КМОП-, а также по биполярной технологии, на стойкость к воздействию низкоинтенсивного ИИ;
одиночные события в изделиях микро- и наноэлектроники
при воздействии отдельных заряженных частиц.
Для технических специалистов, работающих в области
электроники, а также для студентов и аспирантов.
УДК 621.38
ББК 32.844.1+32.844.02
По вопросам приобретения обращаться:
«БИНОМ. Лаборатория знаний»
Телефон: (499) 157-5272
e-mail: binom@Lbz.ru, http://www.Lbz.ru
ISBN 978-5-9963-0903-0
c БИНОМ. Лаборатория знаний, 2012
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Памяти Евгения Александровича Ладыгина
с благодарностью посвящается
Введение
Влиянию проникающей радиации на материалы электронной техники, полупроводниковые приборы (ПП) и интегральные схемы (ИС) в настоящее время в научно-техническом мире уделяется достаточно большое внимание.
Как правило, исследования по данной тематике ведутся
по трем основным направлениям:
1) физика взаимодействия ионизирующего излучения с
твердым телом;
2) применение проникающей радиации (ПР) в технологии микро- и наноэлектроники;
3) исследование деградации полупроводниковых приборов и микросхем при их эксплуатации в условиях
воздействия проникающей радиации.
Первое направление исследований определяет научный
базис для решения прикладных проблем: знания в области
физики взаимодействия проникающей радиации с твердым
телом необходимы как для обоснованного выбора оптимальных режимов радиационно-технологических процессов, так и для корректного проведения радиационных испытаний изделий микро- и наноэлектроники и последующего анализа и интерпретации результатов испытаний.
Применение ПР в технологии ПП и ИС представляет
большой практический интерес с точки зрения возможности управления их параметрами. Актуальность задачи регулирования электрических параметров и оптимизации технологического производства ПП и ИС непрерывно растет в
связи с необходимостью увеличения объема выпуска приборов, постоянным усложнением полупроводниковой технологии и уменьшением геометрических размеров активных
областей полупроводниковых приборных структур.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
4
Введение
Актуальность тематики радиационно-стимулированной деградации ПП и ИС и определения уровней радиационной стойкости элементной базы во многом обусловлена
бурным развитием космической техники. Среди многочисленных факторов, влияющих на работоспособность бортовой аппаратуры и элементной базы при их эксплуатации,
особое значение имеет воздействие полей ионизирующих
излучений (ИИ) космического пространства (КП) — высокоэнергетических электронов, протонов и тяжелых ионов.
Влияние ИИ КП на элементы, входящие в состав бортовой
аппаратуры, может привести к их отказу как за счет деградации характеристик вследствие накопления поглощенной дозы, так и за счет одиночных радиационных эффектов, имеющих вероятностный характер. Таким образом,
определение радиационной стойкости ПП и ИС является
одним из важных элементов задачи обеспечения надежности и безотказности бортовой аппаратуры и космического аппарата (КА) в целом. В настоящем издании излагается
материал, посвященный радиационным эффектам в кремниевых ПП и ИС при воздействии ИИ КП.
В первой главе проанализированы характеристики радиационных условий в окружающем пространстве. При
этом основное внимание уделено внешним воздействующим факторам КП (в частности, радиационным), но также
кратко рассмотрены характеристики ИИ ядерного взрыва
(ЯВ) и атомных электростанций (АЭС). Рассмотрены некоторые физические величины и единицы их измерения, с
которыми постоянно приходится иметь дело при определении радиационных нагрузок на аппаратуру и ее комплектующие, при расчетной оценке стойкости ПП и ИС, а также
при организации, проведении и обработке результатов радиационных испытаний и исследований, проводимых в лабораторных условиях. Кратко проанализированы основные
физические процессы при взаимодействии ионизирующих
излучений с полупроводниковыми материалами.
Вторая глава посвящена деградации параметров биполярных приборных структур (диодов и транзисторов)
вследствие введения структурных дефектов при радиационном облучении.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Введение
5
В третьей главе изложены различные аспекты радиационно-индуцированного накопления заряда в структуре
Si/SiO2. Проанализированы особенности строения структуры Si/SiO2 и основные виды дефектов, отвечающих за накопление заряда в диэлектрике и на границе раздела полупроводник—диэлектрик. Описаны механизмы накопления
заряда в SiO2 при радиационном облучении и его нейтрализации. Рассмотрены существующие модели встраивания
поверхностных состояний на границе раздела Si/SiO2.
В четвертой главе анализируется влияние процессов,
протекающих при радиационном облучении в диоксиде
кремния и на границе Si/SiO2, на электрические характеристики изделий микро- и наноэлектроники. Рассмотрено
влияние конструктивно-технологических параметров этих
изделий на деградацию их электрических характеристик.
Описаны основные особенности радиационно-индуцированной деградации интегральных микросхем, связанные с
накоплением заряда в толстых диэлектриках (полевых
оксидах и скрытых оксидах КНИ-структур).
Пятая глава посвящена вопросам проведения радиационных испытаний изделий микро- и наноэлектроники,
изготовленных на основе МОП-структур, на стойкость
к воздействию поглощенной дозы ИИ КП. Здесь основное
внимание уделено таким моментам, как корреляция результатов испытаний ИС и отдельных элементов из их состава, выбор электрического режима при испытаниях, выбор источников ионизирующих излучений, влияние на результаты радиационных испытаний предварительных
электротермотренировок. В конце раздела приведены процедуры ускоренных испытаний ПП и ИС на стойкость к
воздействию поглощенной дозы ИИ КП с учетом фактора
низкой интенсивности излучения, регламентированные
различными отечественными и зарубежными нормативными документами.
В шестой главе рассмотрены радиационные эффекты в
биполярных транзисторах, а также в изготовленных по биполярной технологии аналоговых и цифровых интегральных схемах, характерные для длительного низкоинтенсивного радиационного облучения при эксплуатации в
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
6
Введение
условиях космического пространства. Здесь также рассмотрены особенности радиационных испытаний биполярных ИС и ПП, учитывающие эффект низкой интенсивности облучения.
В седьмой главе рассмотрены основные виды и классификация одиночных радиационных эффектов (одиночных
событий) при воздействии отдельных заряженных частиц
космического пространства. Описаны физические процессы, вследствие которых возникают одиночные события.
Рассмотрены основные экспериментальные и расчетно-экспериментальные методы, использующиеся для получения
информации о чувствительности изделий полупроводниковой электроники к одиночным событиям при воздействии
отдельных заряженных частиц космического пространства.
Усвоение материала, изложенного в настоящем издании, позволит читателям:
l понять физические основы деградации изделий микрои наноэлектроники, а также радиэлектронной аппаратуры при воздействии радиационных факторов;
l сформировать представления об организационно-техническом обеспечении радиационных испытаний изделий микро- и наноэлектроники;
l ознакомиться с существующими экспериментальными
и расчетно-экспериментальными методами исследований радиационной стойкости изделий микро- и наноэлектроники.
Невозможно полноценно рассмотреть все аспекты тематики радиационных эффектов в изделиях микро- и наноэлектроники в рамках одного издания. Поэтому авторы
ограничились лишь достаточно кратким описанием основных аспектов данной проблемы, причем только для ионизирующих излучений КП, поскольку образование ионизационных и структурных дефектов в изделиях микроэлектроники аналогично как для радиационных воздействий КП,
так и для факторов ЯВ и АЭС. Однако в конце издания приведен список источников, которые можно порекомендовать
для более подробного изучения вопросов, связанных с данной тематикой.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Глава 1
Основы физики взаимодействия
ионизирующих излучений
с полупроводниками
В современном высокотехнологичном мире ионизирующие излучения (ИИ) довольно часто сопутствуют научной, технической и военной деятельности человека.
В первую очередь это касается разработки, хранения и
возможного применения ядерного оружия, эксплуатации
космической техники и атомных реакторов, проведения
научных исследований с применением ускорителей заряженных частиц и изотопных источников, медицины. Во
многих случаях эти излучения целенаправленно (ядерное
оружие), случайно (аварии на ядерных объектах) или вынужденно (эксплуатация космических аппаратов) воздействуют на системы управления и радиоэлектронную аппаратуру различного назначения, основой которых являются изделия полупроводниковой электроники. Таким
образом, изучение влияния ионизирующих излучений на
полупроводниковые приборы и микросхемы является
важной народнохозяйственной задачей, и в этой области
ведутся масштабные научно-исследовательские и опытно-конструкторские работы.
Основой успешного решения научно-технических задач в данном направлении является понимание физических основ процессов, протекающих при воздействии ионизирующих излучений на материалы электронной техники,
а также знание характеристик ИИ космического пространства (КП), ядерного взрыва (ЯВ) и атомных электростанций (АЭС).
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
8
Глава 1
1.1. Краткое описание радиационных
характеристик в окружающем пространстве
1.1.1. Радиационные условия
в космическом пространстве
Внешние воздействующие факторы космического пространства. Космические аппараты (КА) в течение срока
своего существования в космосе подвергаются воздействию различных факторов КП. Согласно современным
представлениям, основными факторами КП, способными повреждать радиоэлектронную аппаратуру (РЭА)
КА, являются следующие [1–5]:
l
l
l
l
l
l
l
l
ионизирующее излучение;
космическая плазма;
тепловое излучение Солнца, планет и КП;
невесомость;
собственная внешняя атмосфера;
микрометеориты;
космический вакуум;
замкнутый объем.
ИИ состоит из потока первичных заряженных ядерных частиц — электронов, протонов и тяжелых заряженных частиц (ТЗЧ), а также вторичных ядерных частиц —
продуктов ядерных превращений, связанных с первичными частицами. Основные эффекты воздействия ИИ на РЭА
связаны с ионизационными и ядерными потерями энергии
первичных и вторичных частиц в активных и пассивных
областях ПП и ИС, входящих в состав РЭА. Эти эффекты
могут вызвать параметрический отказ ПП и ИС в результате накопления дозы ИИ, а также возникновение одиночных сбоев и отказов вследствие воздействия отдельных высокоэнергетических ядерных частиц. Кроме этих эффектов также могут наблюдаться: изменение прозрачности
оптических сред (радиационное окрашивание и растрескивание оптических стекол); световые помехи в оптоэлектронной аппаратуре вследствие радиолюминесценции и воздей-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
9
ствия ядер космических излучений в оптических деталях;
пробой и растрескивание изолирующих материалов вследствие электризации диэлектриков и протекания радиационно-стимулированных химических реакций; уменьшение мощности источников питания из-за деградации солнечных батарей.
Космическая плазма вызывает электризацию диэлектрических защитных и термоизолирующих покрытий.
При достижении критического заряда происходит внутренний локальный электростатический пробой, который
может привести к непосредственному отказу или сбою прибора. Кроме того, возможен косвенный эффект, вызванный действием электромагнитного поля, возникающего
при пробое.
При воздействии теплового излучения Солнца, а также
при попадании в зону тени от других объектов происходит
неравномерный разогрев конструкций КА, приводящий к
значительным циклическим изменениям температуры поверхности КА. В результате возникают температурные
градиенты, которые могут приводить к возникновению
термомеханических напряжений и термоЭДС. Кроме того,
температурные эффекты приводят к изменению характеристик ПП и ИС, входящих в состав РЭА КА.
В условиях невесомости ухудшается тепловой режим
работы РЭА, так как отсутствует конвекционный съем
тепла с нее.
Микрометеориты механически повреждают внешнюю
поверхность приборов, особенно солнечные батареи.
В замкнутом объеме отсутствует привычная шина земли, в результате чего общий потенциал колеблется, кроме
того, протекающие по поверхности КА поверхностные
токи могут служить дополнительным источником возникновения сигналов помех.
Таким образом, на функционирование РЭА КА воздействует много различных факторов, каждый из которых может вызвать сбой или отказ всей системы. В общем случае
необходимо принимать во внимание все действующие факторы, однако влияние двух первых из перечисленных
выше факторов (ионизирующее излучение и космическая
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
10
Глава 1
плазма) доминирует. В рамках настоящего пособия будут
рассмотрены эффекты, вызванные действием проникающей радиации КП. По этой причине радиационные условия в космическом пространстве следует рассмотреть несколько подробнее.
Источники ионизирующих излучений в космическом
пространстве. Основными источниками ИИ в космическом пространстве являются [1, 4, 5]:
l электроны и протоны радиационных поясов Земли
(РПЗ);
l солнечные космические лучи (СКЛ);
l галактические космические лучи (ГКЛ).
Оценке радиационной обстановки в околоземном космическом пространстве уделялось значительное внимание
уже с первых лет его освоения. На базе наборов данных, полученных с ряда спутников, были построены различные
модели, описывающие радиационную обстановку. Однако
все области радиационного окружения непрерывно изменяются, поэтому ни одна из существующих моделей не является полностью универсальной.
Модели, как правило, строятся при следующих предположениях:
l потоки частиц являются всенаправленными (изотропными);
l орбитальная интеграция представляется для различных высот и углов наклонения;
l данные по пространственному распределению заряженных частиц представляются обычно в (L, B)-координатах, где L — высота орбиты, нормированная на радиус Земли; B — напряженность магнитного поля;
l
l
задается интегральная плотность потока j(>Е)[см–2с–1],
представляющая собой скорость изменения флюенса,
при всех энергиях, больших указанной пороговой
энергии Е;
задается
дифференциальная
плотность
потока
j(Е)[см–2с–1МэВ–1], представляющая собой скорость
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
l
11
изменения флюенса в зависимости от энергии частиц
для определенного уровня их энергии;
модели соответствуют определенным промежуткам
времени и поэтому относятся к условиям солнечного
минимума или солнечного максимума.
В настоящее время общепризнанными являются модели РПЗ АЕ-8 (АЕ-8min, АЕ-8max) и АР-8 (АР-8min,
АР-8max), которые описывают распределения электронов
и протонов для минимума и максимума солнечной активности. В данных моделях даются пространственные распределения электронов с энергией 0,1–10 МэВ и протонов с
энергией 0,1–400 МэВ.
Для некоторых орбит КА ощутимый вклад в суммарную поглощенную дозу могут давать потоки протонов
СКЛ. Однако в общем случае их сложно прогнозировать,
поскольку возникновение солнечных вспышек носит случайный характер. Кроме того, такие характеристики СКЛ,
как потоки заряженных частиц и энергетические спектры,
сильно варьируются от вспышки к вспышке. В результате
солнечных вспышек происходит, как правило, выброс высокоэнергетических солнечных частиц, состоящих преимущественно из протонов с небольшим содержанием альфа-частиц (5–10%) и более тяжелых ядер от углерода
до никеля (с преобладанием кислорода) с энергией
1–100 МэВ/нуклон. Потоки СКЛ появляются эпизодически, а их интенсивность может превосходить потоки ГКЛ на
многие порядки. В большинстве случаев максимальная
энергия ускоренных частиц не превышает 10 МэВ/нуклон.
Такие вспышки происходят довольно часто — в годы солнечной активности примерно один раз в неделю. Реже,
примерно раз в месяц, бывают вспышки, в которых частицы ускоряются до 100 МэВ/нуклон. В еще более редких событиях, раз в год, частицы получают энергию до 1 ГэВ.
Особенно мощные события, возникающие 2–4 раза за
11-летний цикл солнечной активности, характеризуются
очень большими потоками ускоренных частиц с максимальными энергиями 10 ГэВ и выше.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
12
Глава 1
Магнитосфера Земли существенно экранирует протонный поток на низких орбитах и при малых углах наклонения, вследствие чего на низких орбитах остаются только
протоны с высокими энергиями.
Ионы более тяжелых элементов, входящие в состав
СКЛ, в общем случае не дают существенного вклада в суммарную величину поглощенной дозы. Однако они могут
вызывать сбои и отказы за счет эффектов от отдельных
ядерных частиц. При оценке этих эффектов необходимо
иметь интегральные энергетические спектры протонов и
спектры линейных потерь энергии (ЛПЭ) для ионов.
Галактические космические лучи не дают заметного
вклада в суммарную поглощенную дозу — менее нескольких рад за год. Однако они являются причиной возникновения в микросхемах эффектов от отдельных ядерных частиц. Состав ГКЛ изучен довольно подробно. Сейчас известны не только потоки групп ядер в различных диапазонах
энергий, но и относительное процентное содержание отдельных ядер. Ядерная компонента ГКЛ разбивается на
пять групп: протоны, альфа-частицы, L-группа (легкие
ионы с атомными номерами Z = 3–5), М-группа (средние
ионы Z = 6–9) и Н-группа (тяжелые ионы Z ³ 10). Интенсивность различных групп ядер в области релятивистских
энергий изучена достаточно хорошо. Изменение интенсивности ГКЛ с фазой солнечного цикла называют 11-летней
вариацией космических лучей. Величина ее для разных
энергий различна. Так, например, для Е ~ 100 МэВ она достигает 20–30%, в то время как для Е > 2 ГэВ ее величина не
превышает 1–3%.
Отличия ЛПЭ-спектров ТЗЧ ГКЛ для разных орбит несущественны. Только для орбит с малыми углами наклонения и низкими высотами необходимо учитывать экранирование потока протонов и ТЗЧ магнитосферой Земли. Практически для всех важных случаев (ЛПЭ более 1 МэВ·см2/мг)
спектры отличаются между собой не более, чем в два раза,
поэтому для многих приложений эти различия можно считать незначительными и пользоваться данными, полученными, например, для геостационарной орбиты.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
13
Важной особенностью ЛПЭ-спектров ТЗЧ ГКЛ является то, что в области значений ЛПЭ порядка
30–35 МэВ·см2/мг наблюдается резкий (на несколько порядков величины) спад интегральной плотности потока
частиц. Поэтому частицы, ЛПЭ которых превосходит указанные значения, практически не дают вклада в частоту
возникновения эффектов от отдельных ядерных частиц и
зачастую не учитываются при оценке показателей стойкости микросхем к данным эффектам.
1.1.2. Ионизирующие излучения ядерного взрыва
Состав, интенсивность, длительность импульсов излучения и временные интервалы между компонентами излучения ЯВ зависят от типа и мощности боеприпаса, высоты взрыва над Землей и удаленности точки регистрации
излучения от эпицентра.
В современных ядерных и термоядерных боеприпасах
выделяют мгновенное гамма-излучение, вторичные гаммаизлучения, сверхжесткое рентгеновское излучение (СЖР)
и излучение нейтронов деления и термоядерных нейтронов. После инициации ядерного взрыва излучение боеприпаса взаимодействует с элементами конструкции боеприпаса и с окружающей средой, в результате чего возможны
различные спектрально-энергетические и временные сочетания факторов ЯВ. За счет торможения заряженных частиц в элементах конструкции и атмосфере создается мощный электромагнитный импульс (ЭМИ). Например, при
взрыве в атмосфере СЖР-излучение, имеющее энергию
~80 кэВ, активно тормозится, генерируя при этом мощный
импульс ЭМИ.
Временная форма гамма-излучения высотного и наземного ЯВ приведена на рис. 1.1, форма ЭМИ — на рис. 1.2.
Спектр быстрых нейтронов, выходящих с поверхности термоядерного взрывного устройства, приведен в табл. 1.1,
а удельный выход мгновенных нейтронов и гамма-излучения из атомного и термоядерного взрывного устройства —
в табл. 1.2.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
14
Глава 1
Рис. 1.1. Временная форма гамма-излучения высотного
(сплошная линия) и наземного (штриховая линия) ЯВ: 1 —
мгновенная компонента; 2 — гамма-излучение, рождаемое в
актах неупругого рассеяния нейтронов; 3 — изомерное излучение; 4 — излучение, рождаемое в актах захвата нейтронов; 5 —
осколочное излучение; q — мощность в тротиловом эквивален-
Рис. 1.2. Временная форма радиального компонента ЭМИ наземного ЯВ; q — мощность в тротиловом эквиваленте
Таблица 1.1
Энергетическое распределение быстрых нейтронов, выходящих
с поверхности термоядерного взрывного устройства
En, МэВ
Доля, %
En, МэВ
Доля, %
0,111–1,11
38,0
6,36–8,18
3,3
1,11–2,35
18,0
8,18–10,0
2,9
2,35–4,06
11,0
10,0–12,2
5,3
4,06–6,36
6,6
12,2–14,2
14,9
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
15
Таблица 1.2
Удельный выход мгновенных нейтронов и гамма-излучения
Тип
устройства
Атомное
Термоядерное
Нейтроны, нейтр./кт
Гаммаизлучение
(Eg > 0,1 МэВ),
квант/кт
Полный
поток
En > 0,1 МэВ
(2–10)•1022
(1–3)•1022
(0,8–1)•1023
~ 6•1022
(1,5–2)•1023
~ 1•1023
Как видно, излучение ЯВ состоит из импульсов гамма-,
СЖР- и нейтронного излучений и сопровождается ЭМИ.
Эти излучения приводят к образованию структурных дефектов в полупроводниках, образованию фототоков и переходных эффектов в p–n-переходах, импульсным электрическим перенапряжениям и термомеханическим эффектам (за счет СЖР). В свою очередь перечисленные
эффекты приводят к временному или окончательному выходу из строя РЭА, систем управления и связи.
В случае проведения ЯВ в космосе кроме прямого воздействия факторов ЯВ на электронику КА воздействует
также излучение электронов искусственных радиационных поясов Земли (ИРПЗ). ИРПЗ образуются при захвате
электронов ЯВ геомагнитным полем. Величина плотности
потока электронов ИРПЗ значительно превышает плотность потока электронов, характерную для естественных
радиационных поясов Земли (ЕРПЗ).
1.1.3. Ионизирующие излучения атомных электростанций
Уровни нейтронного и гамма-излучения в активной зоне
атомного реактора, безусловно, очень высоки, но они значительно снижаются после первичной защиты и еще более — после вторичной защиты. В обслуживающих помещениях уровни ИИ настолько малы, что не оказывают
влияния на работоспособность контрольно-измерительной аппаратуры и систем управления. В табл. 1.3 приве-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
16
Глава 1
дены возможные уровни нейтронного и гамма-излучения
за первичной и вторичной защитами реакторов АЭС.
В то же время на АЭС всегда существует вероятность
разрыва трубопровода с теплоносителем первого или второго контура, который сопровождается резким повышением температуры, воздействием парогазовой смеси, повышением давления и разлитием радиоактивного теплоносителя. Такая авария с потерей теплоносителя называется
LOCA (Loss-Of-Coolant Accident). Динамика изменения
мощности дозы гамма-излучения и накопления дозы при
авариях типа LOCA приведена на рис. 1.3 [6].
Таблица 1.3
Возможные уровни излучений за первичной и вторичной
защитами реакторов АЭС
Нормальная
работа
Авария*
Гамма-излучение**:
доза, рад(Si)
мощность дозы, рад(Si)/ч
103–108
10–3–102
2•104
106
Нейтроны***:
флюенс, нейтр./см2
плотность потока, нейтр./(см2•с)
109–1014
100–105
–
–
Электроны/протоны:
доза, рад (Si)
–
2•108
Температура, °С
–
260
10–100
100
Излучение
Влажность, % RH при 20 °С
*
**
***
Данные за время аварии.
Доза гамма-излучения: 108 рад (Si) между первичной и вторичной защитой, 106 рад (Si) за вторичной защитой.
Энергия нейтронного излучения за вторичной защитой
100 кэВ. Количество повреждений от нейтронов с энергией
100 кэВ в 10–20 раз меньше, чем от нейтронов с энергией
1 МэВ.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
17
Рис. 1.3. Динамика изменения мощности дозы гамма-излучения
и накопления дозы при авариях типа LOCA
Хотя в помещениях, где находятся системы управления, воздействие факторов LOCA исключено, в ряде других помещений, где расположены системы слежения, пожаротушения, управления технологическими задвижками и другой техникой, воздействие излучений на
электронику возможно.
1.2. Величины, характеризующие
ионизирующее излучение
и его взаимодействие с веществом
В данном разделе будут рассмотрены некоторые физические величины, которые наиболее часто используются для
характеристики полей ИИ и взаимодействия ИИ с веществом, а также некоторые величины, используемые в дозиметрии, а также для характеристики изотопных источников.
1.2.1. Характеристики ионизирующего излучения
и его поля
Наиболее часто используются следующие величины из
этой группы [7].
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
18
Глава 1
Энергия частиц Е (в случае фотонного излучения —
энергия фотонов). В системе СИ единицей измерения является 1 Дж. На практике наиболее часто используются единицы 1 эВ, 1 кэВ, 1 МэВ и т. п.
Поток частиц F — отношение числа ионизирующих
частиц dN, проходящих через данную поверхность за интервал времени dt, к этому интервалу:
F=
dN
.
dt
Единица измерения — 1 с–1.
Флюенс (перенос) частиц F — отношение числа ионизирующих частиц dN, проникающих в элементарную сферу, к площади dS центрального сечения данной сферы:
F=
dN
.
dS
Единица измерения — 1 м–2. На практике чаще используется единица 1 см–2. Флюенс также называют интегральным потоком частиц и подразумевают при этом общее
число частиц, падающих на единицу площади поверхности облучаемого образца.
Плотность потока ионизирующих частиц j — отношение потока ионизирующих частиц dF, проникающих в
элементарную сферу, к площади dS центрального сечения
данной сферы:
dF dF d2 N
.
j=
=
=
dS dt dS × dt
Единица измерения — 1 м–2с–1. На практике чаще используется единица измерения 1 см–2с–1.
Энергетическая плотность потока ионизирующих
частиц j(Е) — отношение плотности потока ионизирующих частиц dj с энергией от Е до E + dE к энергетическому
интервалу dE:
j(E) =
dj
d2 F
d2 F
d3 N
.
=
=
=
dE dS × dE dt × dE dS × dt × dE
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
19
Единица измерения — 1 м–2с–1Дж–1. На практике чаще
используется единица измерения 1 см–2с–1МэВ–1.
Угловая плотность потока ионизирующих частиц
j(W) — отношение плотности потока ионизирующих частиц dj, распространяющихся в пределах элементарного
телесного угла dW, ориентированного в направлении W, к
этому телесному углу:
j(W) =
dj
d2 F
d2 F
d3 N
.
=
=
=
dW dS × dW dt × dW dS × dt × dW
Единица измерения — 1 м–2с–1ср–1. На практике чаще
используется единица измерения 1 см–2с–1ср–1.
Энергетическо-угловая плотность потока ионизирующих частиц j(Е, W) — отношение плотности потока ионизирующих частиц dj с энергией от Е до E + dE, распространяющихся в пределах элементарного телесного угла dW,
ориентированного в направлении W, к энергетическому интервалу dE и этому телесному углу:
j(E, W) =
d2 j
d3 F
d3 F
d4 N
.
=
=
=
dE × dW dS × dE × dW dt × dE × dW dS × dt × dE × dW
Единица измерения — 1 м–2с–1Дж–1ср–1. На практике
чаще используется единица измерения 1 см–2с–1МэВ–1ср–1.
1.2.2. Характеристики взаимодействия
ионизирующего излучения с веществом
Наиболее часто используются следующие величины из
этой группы [7].
Сечение взаимодействия ионизирующих частиц (сечение взаимодействия) si — отношение числа ni определенного (i-го) типа взаимодействий ионизирующих частиц и
частиц-мишеней в элементарном объеме при флюенсе F
ионизирующих частиц к числу N частиц-мишеней в этом
объеме и к этому флюенсу:
si =
ni
.
FN
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
20
Глава 1
Полное сечение взаимодействия ионизирующих частиц (полное сечение взаимодействия) s — сумма всех сечений взаимодействия si ионизирующих частиц данного вида,
соответствующих различным реакциям или процессам:
s = ås i .
Единица измерения сечения взаимодействия — 1 м2
(наиболее часто используется 1 см2).
Средний линейный пробег заряженной частицы R —
среднее значение модуля вектора между началом и концом
пробега заряженной частицы в данном веществе.
Средний массовый пробег заряженной частицы Rm —
произведение среднего линейного пробега R заряженной
частицы в данном веществе на плотность этого вещества r:
Rm = Rr.
Единица измерения среднего массового пробега —
1 кг/м2. На практике чаще используется единица 1 г/см2.
Эффективная толщина защиты (аналогично среднему массовому пробегу) вводится как произведение толщины защиты на плотность материала, выступающего в роли
защиты. Единицы измерения этой величины такие же,
как и у среднего массового пробега.
Линейная плотность ионизации i — отношение числа
dn ионов одного знака, образованных заряженной ионизирующей частицей на элементарном пути dl в веществе, к
этому пути:
dn
.
i=
dl
Единицей измерения является 1 м–1. На практике
чаще используются единицы 1 см–1 или 1 мкм–1.
Линейная тормозная способность вещества S — отношение энергии dE, теряемой заряженной ионизирующей частицей при прохождении элементарного пути dl в
веществе, к длине этого пути:
S=
dE
.
dl
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
21
Единицей измерения является 1 Дж/м. На практике
чаще используются единицы 1 МэВ/см, 1 МэВ/мкм,
1 кэВ/мкм и т. п.
Массовая тормозная способность вещества Sm — отношение линейной тормозной способности S вещества к
плотности r этого вещества:
Sm =
S 1 dE
.
=
r r dl
Вместо термина «массовая тормозная способность»
часто используется термин «линейные потери энергии»
(ЛПЭ), при этом вместо обозначения Sm используется обозначение L. Если введена система координат, одна из осей
которой, например ось х, направлена вдоль трека ионизирующей частицы, то для ЛПЭ можно записать
L=
1 dE
.
r dx
(1.1)
Единицей измерения является 1 Дж·м2/кг. На практике чаще используется единица измерения 1 МэВ·см2/мг.
1.2.3. Дозиметрические величины и единицы
Одной из основных дозиметрических величин является
поглощенная доза ИИ (доза излучения) D — отношение
средней энергии dw, переданной ионизирующим излучением веществу в элементарном объеме, к массе dm вещества в этом объеме:
D=
dw
.
dm
В системе СИ единицей измерения поглощенной дозы
является грей. 1 Гр = 1 Дж/кг. На практике очень часто используется единица 1 рад = 0,01 Гр. Поскольку ионизирующее излучение в различных материалах теряет свою
энергию по-разному, часто после обозначения единиц измерения в скобках указывается материал, для которого приводится значение поглощенной дозы. Например,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
22
Глава 1
запись 10 крад(Si) говорит о том, что значение поглощенной дозы 10 крад приводится именно для кремния.
Мощность поглощенной дозы ИИ (мощность дозы излучения) D& — отношение приращения поглощенной дозы
dD за интервал времени dt к этому интервалу времени:
dD
.
D& =
dt
Единицей измерения является 1 Гр/с. Кроме того, часто используется единица 1 рад/с.
Экспозиционная доза фотонного излучения (экспозиционная доза) X — отношение суммарного заряда dQ всех
ионов одного знака, созданных в воздухе, когда все электроны и позитроны, освобожденные фотонами в элементарном объеме воздуха с массой dm, полностью остановились в воздухе, к массе воздуха в указанном объеме:
X=
dQ
.
dm
Единицей измерения в системе СИ является 1 Кл/кг.
На практике часто используется внесистемная единица
рентген. 1 Р = 2,58 · 10–4 Кл/кг.
Мощность экспозиционной дозы фотонного излуче& — отношение приния (мощность экспозиционной дозы) X
ращения поглощенной дозы dX за интервал времени dt к
этому интервалу времени:
& = dX .
X
dt
Единицей измерения в системе СИ является ампер на
килограмм (1 А/кг). На практике чаще используется внесистемная единица 1 Р/с = 2,58 · 10–4 А/кг.
Для различных практических применений часто бывает полезным умение определять поглощенную дозу по величине флюенса ионизирующих частиц, падающих на облучаемый образец. Рассмотрим два простейших примера
решения данной задачи для облучения однородного образ-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
23
ца постоянной толщины при нормальном падении моноэнергетического потока ионизирующих частиц на поверхность образца. В первом случае ЛПЭ ионизирующих частиц считаются постоянными в любой точке нахождения
частицы внутри образца. Такая ситуация может быть реализована только в случае «пролетной» геометрии облучения, т. е. когда ионизирующие частицы проходят облучаемый образец насквозь. Во втором случае будет учтено изменение ЛПЭ частиц по мере прохождения через образец.
Определение поглощенной дозы при постоянном значении ЛПЭ ионизирующих частиц. Пусть h — толщина облучаемого образца, а S — его площадь (площадь поверхности, на которую падают ионизирующие частицы).
Энергия Ei, передаваемая одной частицей облучаемому образцу, может быть рассчитана по формуле
Ei =
dE
h = rLh,
dx
где r — плотность облучаемого образца; L » const — ЛПЭ
ионизирующих частиц, определяемые в соответствии с
(1.1).
Полная энергия Епогл, поглощенная образцом при облучении его моноэнергетическими ионизирующими частицами с флюенсом F, определяется по формуле
Eпогл = NEi = FSrLh,
где N = FS — число частиц, попавших на поверхность S
образца при облучении его флюенсом F.
Поглощенная доза D определяется как отношение полной поглощенной энергии к массе облучаемого образца:
D=
Eпогл FSrLh
=
= FL.
m
rhS
(1.2)
Если в выражении (1.2) использовать наиболее часто
применяемые на практике единицы измерения флюенса
(1 см–2) и ЛПЭ (1 МэВ·см2/мг), то единицей измерения по-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
24
Глава 1
глощенной дозы будет 1 МэВ/мг. Чтобы перейти к греям
или радам, нужно использовать соотношение [8]:
1 МэВ/мг = 1,6 · 10–7 Гр = 1,6 · 10–5 рад.
(1.3)
Определение поглощенной дозы с учетом изменения
ЛПЭ ионизирующих частиц по мере прохождения их через образец. Если ЛПЭ ионизирующих частиц меняются
по мере их прохождения через облучаемый образец, то поглощенная доза будет неравномерно распределена по толщине образца. Во многих случаях это неважно, и тогда
считают среднюю дозу для всего образца. Однако в ряде
случаев необходимо учитывать неравномерность распределения дозы, например, когда радиационная деградация
прибора определяется процессами, протекающими при облучении лишь в какой-то узколокализованной области.
Распределение поглощенной дозы по толщине образца при
облучении его флюенсом ионизирующих частиц F можно
задать в виде
D(x) = FL(x),
где L(x) — распределение значения ЛПЭ ионизирующих
частиц по длине их пробега в облучаемом образце.
Средняя доза для всего образца толщиной h определяется по формуле
h
D ср
h
1
F
= ò D(x)dx = ò L(x)dx.
h0
h0
(1.4)
Если нужно усреднить значение поглощенной дозы
для тонкого слоя, в пределах которого координата x принимает значения h1 £ x £ h2 (рис. 1.4), то выражение (1.4)
примет вид
h2
D ср
h2
1
F
=
D(x)dx =
L(x)dx.
ò
h2 - h1 h
h2 - h1 hò
1
1
(1.5)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
25
Рис. 1.4. Расположение слоя в облучаемом образце, для которого усредняется значение поглощенной дозы
Если в выражениях (1.4), (1.5) единицей измерения
флюенса частиц является 1 см–2, а линейных потерь энергии — 1 МэВ·см2/мг, то единицей измерения дозы будет
1 МэВ/мг, и для получения значения поглощенной дозы в
радах или греях нужно использовать соотношения (1.3).
Выражения (1.4) и (1.5) можно применять как при
«пролетной» геометрии облучения, так и в случае, когда
средняя длина пробега R ионизирующих частиц в облучаемом материале меньше толщины облучаемого образца
(R < h). В последнем случае можно считать, что
L(x > R) = 0.
1.2.4. Характеристики изотопных
источников ионизирующих излучений
Активность радионуклида в источнике (активность радионуклида) А есть отношение числа dN спонтанных переходов из определенного ядерно-энергетического состояния радионуклида, происходящих в источнике (образце)
за интервал времени dt, к этому интервалу времени:
A=
dN
.
dt
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
26
Глава 1
Единицей измерения является беккерель (Бк) (за 1 с
происходит один переход из определенного ядерно-энергетического состояния). Также часто используется внесистемная единица кюри (1Ки = 3,7 · 1010 Бк).
Постоянная радиоактивного распада радионуклида
l — отношение доли ядер dN / N радионуклида, распадающихся за интервал времени dt, к этому интервалу времени:
l=
1 dN
.
N dt
Единицей измерения является 1 с–1 — постоянная распада, при которой за 1 с число ядер радионуклида в результате радиоактивного распада уменьшается в е раз. Зависимости числа ядер N радионуклида, не распавшихся к моменту времени t, и активности радионуклида от времени
описываются выражениями
N(t) = N0 e - lt ;
A(t) = A0 e - lt ,
где N0 и А0 — начальные значения числа нераспавшихся
ядер радионуклида и активности соответственно.
Период полураспада радионуклида Т1/2 — время, в течение которого число ядер радионуклида в результате радиоактивного распада уменьшается в два раза. Период полураспада и постоянная радиоактивного распада связаны
соотношением
T1/2 =
ln 2
.
l
Единицей измерения периода полураспада является
1 с, хотя, в зависимости от вида радионуклида, могут использоваться минуты, часы, года и др.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
27
1.3. Физические процессы при взаимодействии
ионизирующих излучений
с материалами электронной техники
Данные вопросы подробно освещены в [2, 3, 9–11]. В настоящем издании авторы ограничились рассмотрением
лишь основных моментов, касающихся данной тематики.
1.3.1. Первичные радиационные эффекты
в полупроводниковых материалах
Проникающая радиация имеет две формы: электромагнитное излучение (гамма- и рентгеновское излучение) и
излучение частиц (электроны, ионы, нейтроны). При прохождении через полупроводниковый материал быстрые
частицы или фотоны теряют свою энергию вследствие
ряда процессов. Степень реализации того или иного процесса зависит как от природы и энергии частицы (или фотона), так и от ряда свойств облучаемого материала. Кроме того, на характер энерговыделения при прохождении
облучаемого материала могут влиять внешние условия во
время облучения, например температура. В общем случае
при воздействии ИИ на твердое тело могут иметь место
следующие первичные эффекты [2, 3, 9, 11]:
l ионизация атомов (разрыв валентных связей — обратимый процесс);
l смещение атомов из узлов решетки (образование простейших дефектов типа пар Френкеля);
l возбуждение атомов и электронов без смещения (нагрев кристалла);
l ядерные превращения.
С точки зрения деградации параметров ПП и ИС при
воздействии проникающей радиации основную роль играют радиационные эффекты двух видов: ионизационные
эффекты и эффекты смещения. В дальнейшем в данной
книге будут в основном рассматриваться эти виды радиационных эффектов.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
28
Глава 1
Ионизационные эффекты связаны с ионизацией вещества излучением, т. е. с образованием под действием ИИ
свободных носителей заряда. Данные носители перемещаются по объему облучаемого материала и захватываются
имеющимися там ловушками. Это может привести к накоплению заряда в различных областях приборных структур (как правило, это различные диэлектрические слои) и
вызвать деградацию параметров ПП и ИС. Ионизационные
эффекты такого типа, в частности, определяют деградацию параметров ПП и ИС, выполненных по МОП- и
КМОП-технологии, а также некоторых биполярных ПП и
ИС (в том случае, если их отказ определяется каналами
утечек, связанными с диэлектрическими слоями). Кроме
того, под действием ионизационных эффектов в активных
и пассивных областях ПП и ИС могут возникать импульсы
ионизационных токов. Эти токи, в зависимости от их величины и локализации, а также от типа облучаемого изделия
могут вызвать различные эффекты как обратимого, так и
необратимого характера. К обратимым эффектам можно
отнести, например, возникновение в выходных цепях импульсных сигналов помех, что может привести к сбоям в
работе РЭА, изменение логического состояния цифровых
ИС (триггеров, регистров, ячеек памяти и т. п.). К необратимым эффектам, которые могут развиться в катастрофический отказ облучаемого изделия, можно отнести радиационное защелкивание в КМОП-схемах (включение паразитных тиристорных структур), вторичный пробой в
МДП-транзисторах и ИС динамической памяти, связанный с механизмом усиления ионизационных токов
паразитными биполярными транзисторами, пробой подзатворного диэлектрика в мощных МДП-транзисторах и др.
Эффекты смещения обусловлены перемещением атомов из своего нормального положения в кристаллической
решетке. В результате в кристаллической решетке появляются структурные дефекты, называемые радиационными
дефектами (РД). Образование РД в объеме облучаемых полупроводниковых материалов ведет к изменению их электрофизических параметров и, как следствие, к изменению
характеристик облучаемых ПП и ИС. Механизмы отказа
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
29
при радиационном облучении, связанные с эффектами
смещения, наиболее характерны для ПП и ИС, изготовленных по биполярной технологии, поскольку их основные
характеристики в основном определяются объемными свойствами полупроводниковых материалов. Однако, как уже
упоминалось выше, отказы изделий данного типа, связанные с ионизационными эффектами, также возможны. Хотя
проявление эффектов смещения более характерно в случае
воздействия излучения частиц (электронов, протонов, нейтронов, ТЗЧ), однако при воздействии гамма-квантов также могут наблюдаться эффекты смещения в результате
взаимодействия атомов мишени с образующимися при облучении комптоновскими электронами.
1.3.2. Смещение атомов из узлов решетки
при воздействии ионизирующих излучений
Теория дефектообразования в твердом теле основывается
на предположении о наличии двух процессов [3]. Первичный процесс — взаимодействие между ИИ и атомом мишени и выбивание последнего из узла решетки при сообщении ему некоторой энергии. Вторичный процесс —
взаимодействие выбитого атома с соседними атомами;
при этом может иметь место каскад атомных соударений,
сопровождающийся вторичными смещениями атомов.
Так как при образовании каскада столкновений между
собой взаимодействуют атомы облучаемого материала, то
различия в количестве смещенных атомов и их пространственном распределении определяются лишь энергией
первично выбитых атомов.
Энергию атома отдачи определяют как функцию угла
отдачи, используя законы сохранения импульса и энергии. При упругих столкновениях, в соответствии с нерелятивистской механикой, энергия атома отдачи Еа определяется как
4M1 M2
q
(1.6)
Ea =
E sin2 ,
2
2
(M1 + M2 )
где М1, М2 — массы налетающей и покоящейся частиц;
Е — энергия налетающей частицы; q — угол отдачи меж-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
30
Глава 1
ду направлениями движения налетающей частицы до и
после столкновения.
Из выражения (1.6) видно, что энергия атома отдачи
Еа зависит от угла отдачи q. При скользящих столкновениях (q = 0) Еа = 0, при лобовых столкновениях (q = 180°)
атом отдачи получает максимальную энергию Еа = Еа max,
где величина Еа max определяется по формуле
Ea max =
4M1 M2
(M1 + M2 )2
E.
(1.7)
С учетом (1.7) энергию атома отдачи, определяемую
по выражению (1.6), можно представить как функцию
максимально возможной передаваемой энергии и угла отдачи:
q
Ea = Ea max (E) sin2 ,
2
(1.8)
где Ea max(E) — максимально возможная энергия, передаваемая атому отдачи и зависящая от энергии налетающих частиц.
Считается, что атом смещается, если ему передается
энергия Ea > Ed, где Ed, согласно Зейтцу, — пороговая
энергия образования смещений. При этом образуется простейший дефект по Френкелю — пара междоузельный
атом + вакансия. Пороговая энергия образования смещений зависит от атомного веса, характера химической связи, типа кристаллической решетки, условий облучения,
например температура образца, и др. Значения Ed для
различных материалов определяют экспериментально по
минимальной энергии бомбардирующих частиц Emin, необходимой для заметного изменения какой-либо характеристики облучаемого материала. Используя (1.7), можно
записать
Ed =
4M1 M2
(M1 + M2 )2
Emin .
(1.9)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
31
Имеющиеся в литературе значения пороговой энергии
образования смещений для различных полупроводниковых материалов были получены с помощью экспериментов
с использованием моноэнергетических пучков электронов
с энергией в диапазоне от 0,1 до 1 МэВ. В табл. 1.4 [3, 11]
приведены значения пороговой энергии образования смещений для некоторых полупроводниковых материалов, а
также значения минимальной энергии электронов, необходимые для образования смещений.
Следует отметить, что в различных источниках приводятся значения пороговой энергии образования смещений
для ряда материалов, отличающиеся от представленных в
табл. 1.4. Так, например, в [11] для кремния кроме значения Ed = 12,9 эВ приводятся значения 20–22 эВ, для германия там же приводятся значения 23 и 30 эВ.
Полное число смещений в единице объема полупроводникового кристалла Nd определяется выражением [3]:
Emax
Nd =
ò n0 Fs d (E)n(E)dE,
(1.10)
0
где n0 — число атомов кристалла-мишени в единице объема (~4,99 · 1022 см–3 для Si и ~4,42 · 1022 см–3 для Ge);
Ф — интегральный поток быстрых частиц; sd(E) — поперечное сечение столкновений, приводящих к смещениям
(поперечное сечение столкновений быстрой частицы,
приводящих к смещениям атомов, определяется площадью кольцеобразной области, в которой должен лежать путь частицы для того, чтобы могла осуществляться
передача атому достаточной для смещения энергии);
n(Е) — число смещений, приходящееся на каждый первично смещенный атом.
Величина n зависит от энергии первично смещенных
атомов Еа, которая, в свою очередь, определяется энергией
налетающих частиц. Если Еа ? Ed, то первично смещенный атом может смещать соседние атомы, которые также
могут производить смещения. Такой каскадный процесс
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
32
Глава 1
Таблица 1.4
Пороговая энергия образования смещений для некоторых
полупроводниковых материалов
Материал
Смещаемый
атом
Ed, эВ
Emin, кэВ
Т, К
Si
Si
12,9
145
300
Ge
Ge
14,5
360
300
GaAs
Ga
As
8,8
14,0
228
355
300
InP
In
P
6,6
8,8
270
110
77
InAs
In
As
6,7
8,5
277
236
77
InSb
In
Sb
6,2
10,0
268
398
GaSb
Ga
Sb
6,2
7,5
ZnSe
Zn
Se
7,1
8,2
180
238
CdS
Cd
S
7,3
8,7
290
115
77
будет продолжаться до тех пор, пока энергия выбитых атомов не станет столь малой, что при последующих столкновениях они не смогут передавать атомам решетки энергию
большую, чем Ed. Точное определение величины n для
различных видов ИИ связано с большими трудностями, и
обычно проводится примерная ее оценка на основании
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
33
упрощенных представлений. Согласно модели Кинчина–
Пиза, величина n(Еа) равна
1
при 0 < Ea < 2Ed ;
ìï
n(Ea ) = í Ea (2Ed ) при 2Ed < Ea < Ei ;
ïî Ei (2Ed ) при Ea > Ei ,
(1.11)
где Ei — пороговая энергия ионизации движущегося атома (7,1 кэВ для Si, 12,4 кэВ для Ge).
Так как каскадный процесс образования смещений является статистическим, для примерной оценки полного
числа смещений можно применить значение n(Ea ), где Ea —
средняя энергия, передаваемая выбитому атому.
В модели Кинчина–Пиза предполагается, что при
энергии атомов отдачи свыше Ei вся энергия тратится на
возбуждение электронов, а ниже Ei энергетические потери
обусловлены смещениями атомов. При Ea < Ei в среднем
половина энергии первично смещенного атома расходуется на образование вторичных смещений, а вторая половина теряется в столкновениях, не сопровождающихся смещением атомов.
Согласно Зейтцу, пороговая энергия ионизации движущегося атома определяется выражением
Ei =
1M
DEg ,
8 m
(1.12)
где М — масса движущегося атома; m — масса электрона; DEg — наименьшая энергия возбуждения электронов, совпадающая с шириной запрещенной зоны.
Условием ионизации по Зейтцу является равенство
скоростей движущегося атома и самого медленного орбитального электрона атома мишени.
Смещение атомов при облучении нейтронами. Хотя
воздействие нейтронов на ПП и ИС не характерно в условиях космического пространства, все же целесообразно рассмотреть физические процессы в полупроводниковых ма-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
34
Глава 1
териалах при нейтронном облучении. Тем более что в настоящее время при испытаниях ПП и ИС на стойкость к
воздействию радиационных факторов КП зачастую вместо
облучения электронами и протонами проводится облучение гамма-квантами (набирается ионизационная составляющая поглощенной дозы) и нейтронами (набирается доза
структурных повреждений).
Поскольку нейтрон не имеет электрического заряда,
он рассеивается непосредственно на ядрах атомов кристалла-мишени. В зависимости от энергии нейтрона и массы
ядра мишени рассеяние может быть упругим или неупругим.
Упругое рассеяние нейтронов наиболее вероятно при
их энергии Е ³ 300 эВ. При этом энергия, передаваемая
первично смещенному атому, определяется выражениями
(1.6)–(1.8). Вследствие высокой проникающей способности быстрых нейтронов в веществах со средним атомным весом можно считать, что их рассеяние изотропно. В этом
случае средняя энергия, передаваемая атому при упругом
рассеянии, равна
Ea =
Ea max
.
2
(1.13)
В действительности быстрые нейтроны рассеиваются
предпочтительнее в направлении своего распространения,
и для более точного определения средней энергии, передаваемой выбитому атому, выражение (1.13) переписывается
в виде [3]
Ea = f
Ea max
,
2
(1.14)
где f — поправочный множитель, учитывающий анизотропию рассеяния быстрых нейтронов (для веществ со
средним атомным весом и энергией нейтронов 1–2 МэВ
величина f составляет 0,6–0,85 [3]).
Нейтроны, испускаемые при делении изотопа 235U,
имеют спектр энергий от ~0,5 до 10 МэВ, при этом средняя
энергия составляет величину порядка 1,5 МэВ. При таких
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
35
значениях энергии нейтронов можно считать, что имеют
место только упругие столкновения. Поперечное сечение
упругих столкновений, приводящих к смещениям, для нейтронов спектра деления очень слабо зависит от их энергии и
для большинства полупроводниковых материалов составляет (2 – 3) · 10–24 см2.
При облучении полупроводниковых материалов нейтронами спектра деления средняя энергия, передаваемая
выбитому атому, значительно превосходит пороговую
энергию образования смещений. Вследствие этого при нейтронном облучении первично выбитые атомы образуют
каскады дополнительных смещений, в результате чего в
облучаемом кристалле образуются более сложные структурные дефекты, например области разупорядочения.
Следует отметить, что в реальных условиях реакторного облучения энергетический спектр нейтронов может
сильно отличаться от спектра деления в зависимости
от характера замедлителя, помещенного между облучаемым объектом и тепловыделяющими элементами реактора [3]. Наличие замедлителей трансформирует спектр деления в достаточно широкий энергетический спектр
от тепловых нейтронов (~0,025 эВ) до значений энергий
быстрых нейтронов спектра деления. Это может существенно (до 10 раз) уменьшить значения максимальных и
средних энергий, передаваемых атомам при облучении в
реакторе по сравнению с облучением нейтронами спектра
деления.
Смещение атомов при облучении заряженными частицами. Следует отметить, что при воздействии высокоэнергетических заряженных частиц первичным является процесс ионизации [2–4, 11]. Ионизационные эффекты при
воздействии заряженных частиц будут рассмотрены в последующих параграфах.
При облучении высокоэнергетическими ионами значения энергии, передаваемой атому отдачи при упругом рассеянии, и максимальной передаваемой энергии могут быть
определены по формулам (1.6)–(1.8). Здесь важной особенностью является то, что при упругом рассеянии ионов бо-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
36
Глава 1
лее вероятна передача атомам мишени малых количеств
энергии, т. е. мала вероятность рассеяния падающих ионов
под большими углами к первоначальному направлению.
Вследствие указанной анизотропии рассеяния средняя
энергия, передаваемая выбитым атомам, определяется с
помощью выражения [3]
Ea =
Ea max Ed
E
ln a max .
Ea max - Ed
Ed
(1.15)
Введение структурных повреждений в результате смещений атомов и дозовая деградация параметров ПП и ИС
при воздействии высокоэнергетических ионов КП в основном определяются протонами. Остальные ионы (тяжелые
заряженные частицы) приводят в основном к возникновению радиационных эффектов за счет ионизационных потерь энергии первичных падающих частиц. Поэтому далее
будут рассмотрены только эффекты смещения атомов
кристалла-мишени при воздействии протонов космического пространства.
Высокоэнергетические протоны с энергией порядка нескольких мегаэлектронвольт (МэВ) в среднем передают
при столкновении атомам кремния и германия очень малую энергию (порядка 130 эВ [3]). В результате при протонном облучении роль каскадных процессов в образовании смещений мала. Однако, поскольку в одном акте рассеяния протон теряет малую часть своей энергии, он может
создать большое количество смещенных атомов.
Поперечное сечение упругих резерфордовских столкновений протонов, приводящих к смещениям атомов,
зависит от энергии протона и определяется выражением [3]
s d (E) = 16pa02 Z1 Z2
m2
2
(m + M)
×
2
ER
Ea2 max
æ Ea max
ö
çç
- 1 ÷÷,
è Ed
ø
(1.16)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
37
где а0 » 0,529 · 10–10 м — боровский радиус водорода;
Z1, Z2 — заряды протона и ядра атома мишени соответственно; m, M — массы протона и атома мишени соответственно; ER — постоянная Ридберга.
Из выражения (1.16) видно, что при снижении энергии
бомбардирующих протонов sd увеличивается, что характеризует рост эффективности образования смещений.
В конце пробега протон захватывает электрон и, превращаясь в атом водорода, эффективно производит смещение атомов с сечением, равным боровскому (~8,5 · 10–17 см2).
При этом на глубине максимального пробега протонов при
Ep £ 1 кэВ образуется узкая область с существенно неравномерным распределением дефектов. Когда энергия атома
водорода снизится до нуля, он останавливается в кристалле, легируя его.
В процесс создания смещений атомов могут вносить
вклад и ряд других механизмов как упругого, так и неупругого рассеяния протонов, которые надо учитывать в
определенном диапазоне их энергий. На рис. 1.5* приведена энергетическая зависимость полных поперечных сечений взаимодействий протонов с атомами кремния, приводящих к смещениям атомов [3].
Рис. 1.5. Энергетическая зависимость полных поперечных сечений взаимодействий протонов с атомами кремния, приводящих
к смещениям атомов [3]
*
На рисунках здесь и далее часто используется экспоненциальная форма записи чисел.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
38
Глава 1
Рис. 1.6. Величина пробега протонов в кремнии для интервала
энергий 0,1–100 МэВ [3]
На рис. 1.6 представлена энергетическая зависимость
пробегов протонов в кремнии [3]. Как видим, при облучении кремниевых приборов (толщина ~400 мкм) протонами
с энергией свыше 1 МэВ обеспечивается «пролетная» геометрия эксперимента, т. е. пробег протонов в кремнии значительно больше толщины пластин, на которых были изготовлены облучаемые приборы, и неравномерностью распределения дефектов по глубине проникновения протона
можно пренебречь. Для энергий протонов менее 1 МэВ величина пробегов протонов в кремнии может быть оценена
по эмпирической формуле [3]
L @1 мкм
Ep (кэВ)
100 кэВ
.
(1.17)
При прохождении быстрых электронов через кристалл
полупроводника их энергия в основном расходуется на неупругое рассеяние на атомах, что приводит к их ионизации
и возбуждению [3]. Наряду с этим электроны с энергией
порядка 200–300 кэВ и выше могут при упругом рассеянии
на кулоновских потенциалах ядер атомов решетки передавать им энергию, превышающую Ed. Это приводит к смещениям атомов и образованию пар Френкеля. Случай
электронного облучения отличается от облучения протонами тем, что для передачи атомам энергии, достаточной для
смещения, электроны, вследствие их малой массы, долж-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
39
ны двигаться с релятивистскими скоростями. При этом
электрон проникает сквозь облако орбитальных электронов и испытывает кулоновское взаимодействие с ядрами.
В релятивистском случае энергия Еа, передаваемая
атому при упругом рассеянии электрона, определяется выражением [3]
2(E + 2mc2 )
q
(1.18)
Ea =
E sin2 ,
2
2
Mc
где Е — энергия электрона; m — масса электрона; М —
масса атома мишени; с — скорость света в вакууме.
Максимальная энергия передается атому при лобовом
столкновении (q = 180°) и равна
Ea max =
2(E + 2mc2 )
Mc2
E.
(1.19)
Подавляющая часть актов упругих рассеяний происходит под небольшими углами с передачей малых количеств
энергии, однако малая часть электронов может рассеиваться под большими углами (q ® 180°) и выйти обратно из
образца. Такой процесс маловероятен в случае облучения
высокоэнергетическими протонами и ТЗЧ. Средняя энергия, передаваемая атомам кристалла-мишени при электронной бомбардировке, как и при облучении протонами,
определяется выражением (1.15).
Полное поперечное сечение столкновений, приводящих к смещениям, в случае облучения релятивистскими
электронами определяется выражением [3]
s d (E) =
ö
E
pb éæ Ea max
- 1 ÷÷ - b2 ln a max +
êçç
Ed
4 ëè Ed
ø
æ Ea max
E
+pabç 2
- 2 - ln a max
ç
Ed
Ed
è
öù
÷ú,
÷
øúû
(1.20)
где величина b определяется расстоянием максимального
2Ze2
сближения электрона с атомом и равна b =
, причем
mv2 g
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
40
g=
Глава 1
1
1 - b2
, b = v c; a = Z
e2
Z
; v — скорость электрона;
»
hc 137
Z — атомный номер облучаемого вещества; m — масса
покоя электрона; с — скорость света в вакууме.
Согласно (1.20), полное поперечное сечение столкновений, приводящих к смещениям, увеличивается с ростом
энергии электронов и стремится к насыщению при больших значениях энергии бомбардирующих частиц. Для
кремния и германия минимальное значение sd, соответствующее минимальной энергии электронов, дающих
смещения атомов мишени, составляет sd min @ 10–28 см2.
При насыщении величина sd составляет примерно
2 · 10–22 см2. Энергетическая зависимость sd(Е) для случая
облучения кремния быстрыми электронами с энергией
свыше 1 МэВ представлена на рис. 1.7.
Вследствие малой массы и релятивистских скоростей
высокоэнергетические электроны имеют гораздо более
значительные пробеги по сравнению с протонами. На
рис. 1.8 [3] представлена экстраполированная зависимость
величин пробегов электронов от энергии в кремнии. Если
сравнить рис. 1.6 и 1.8, то видно, что при одних и тех же
значениях энергии пробеги электронов существенно пре-
Рис. 1.7. Энергетическая зависимость полного поперечного сечения взаимодействий электронов с атомами кремния, приводящих к смещениям [3]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
41
Рис. 1.8. Величина пробега электронов в кремнии для интервала энергий 0,1–100 МэВ [3]
восходят пробеги протонов. При облучении ПП и ИС электронами с энергией порядка нескольких МэВ пробеги электронов обычно существенно превосходят толщину кристалла и конструкционных элементов корпуса. Это
приводит к практически равномерному распределению РД
по толщине кристалла облучаемых изделий. Однако если
пробеги электронов будут сравнимы с толщиной облучаемых приборов, то распределение РД может быть весьма неравномерным.
Для характеристики доли энергии, затрачиваемой
быстрой частицей на дефектообразование за счет смещений, часто используется понятие d-кермы kd. Данная величина показывает, какая поглощенная доза, обусловленная
потерями энергии частиц на структурные повреждения,
приходится на единицу флюенса частиц. Энергетические
зависимости значений d-кермы при облучении кремния
протонами и электронами представлены на рис. 1.9 [4].
Данные, приведенные на рис. 1.9, качественно совпадают с показанными на рис. 1.5, 1.7 энергетическими зависимостями поперечного сечения взаимодействий протонов и электронов с атомами кремния, приводящих к
смещениям.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
42
Глава 1
Рис. 1.9. Зависимости d-кермы в кремнии от энергии протонов
(а) и электронов (б) [4]
Смещение атомов при облучении гамма-квантами.
Гамма-кванты, имеющие достаточно высокую энергию
(Еg ³ 0,5 МэВ), способны производить смещения атомов за
счет вторичных электронов, образующихся при взаимодействии гамма-квантов с атомами вещества. Поэтому в конечном итоге гамма-облучение приводит к внутренней
бомбардировке вещества быстрыми электронами [3]. Для
кристаллов кремния, германия и других полупроводников
при их облучении гамма-квантами 60Co наиболее существенный вклад в образование смещений атомов вносят
электроны, образующиеся в результате Комптон-эффекта.
Источник гамма-квантов 60Co является одним из наиболее
распространенных при проведении радиационных испыта-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
43
ний и исследований в лабораторных условиях. Энергия
квантов, испускаемых этим источником, равна 1,25 МэВ.
При облучении полупроводниковых материалов гаммаквантами с такой энергией в результате Комптон-эффекта
равномерно по объему кристаллов генерируются достаточно высокоэнергетические электроны (~860 кэВ), производящие смещения атомов.
Поскольку гамма-кванты характеризуются высокой
проникающей способностью в веществах со средним атомным номером и энергия комптоновских электронов незначительно превышает минимальную энергию электронов,
необходимую для образования смещений (см. табл. 1.4), то
облучение гамма-квантами 60Co приводит к весьма однородному распределению по всему объему кристаллов точечных радиационно-структурных дефектов.
Полное поперечное сечение образования смещений sd
при облучении гамма-квантами значительно меньше, чем
при облучении высокоэнергетическими электронами.
Энергетическая зависимость полного поперечного сечения
образования смещений при взаимодействии гамма-квантов с атомами кремния приведена на рис. 1.10 [3].
Таким образом, с точки зрения образования смещений
облучение гамма-квантами аналогично облучению элек-
Рис. 1.10. Энергетическая зависимость полного поперечного
сечения взаимодействий гамма-квантов с атомами кремния,
приводящих к смещениям [3]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
44
Глава 1
тронами с той лишь разницей, что эффективность образования смещений при гамма-облучении существенно ниже,
чем при облучении электронами с той же энергией. Это является следствием малого поглощения гамма-квантов веществом.
1.3.3. Ионизация при воздействии проникающей
радиации на полупроводниковые материалы
Ионизация при облучении нейтронами. Ионизация атомов при нейтронном облучении может произойти как
вторичный процесс, если энергия первично-смещенных
атомов больше величины пороговой энергии ионизации
движущегося атома Ei, определяемой согласно Зейтцу по
формуле (1.12). Выше уже упоминалось, что условием
ионизации по Зейтцу является равенство скоростей движущегося атома и самого медленного орбитального электрона.
По аналогии с d-кермой также вводится понятие i-кермы ki. Данная величина показывает, какая поглощенная
доза, обусловленная ионизационными потерями энергии
частиц, приходится на единицу флюенса частиц. Для сравнения эффективности протекания процессов дефектообразования и ионизации при нейтронном облучении кремния
Рис. 1.11. Энергетические зависимости d-кермы (1) и i-кермы
(2) в кремнии при нейтронном облучении (по данным [4])
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
45
на рис. 1.11 представлены зависимости d-кермы и i-кермы
в кремнии от энергии нейтронов [4].
Из рис. 1.11 видно, что d-керма в кремнии в диапазоне
энергий нейтронов 1–14,5 МэВ меняется незначительно
(это же отмечалось применительно к полному поперечному
сечению столкновений быстрых нейтронов с атомами кремния, приводящих к смещениям атомов, см. п. 1.3.2). Среднее значение d-кермы в указанном диапазоне энергий нейтронов составляет kd @ 4,4 · 10–11 рад/см–2. Значение i-кермы
при энергиях нейтронов до 3–4 МэВ практически совпадает
с величиной d-кермы. Далее наблюдается значительный
рост величины ki, и при энергии нейтронов 14,5 МэВ данная
величина уже составляет ki @ 125 · 10–11 рад/см–2.
Ионизация при облучении заряженными частицами.
Известно [2, 3, 9, 11], что облучение высокоэнергетическими заряженными частицами всегда приводит к первичной
ионизации. Считается, что направление движения заряженной частицы сохраняется практически неизменным до
тех пор, пока преобладают ионизационные потери энергии. Высокоэнергетические заряженные частицы при прохождении через полупроводниковый материал в целом теряют свою энергию за счет процессов электронного и ядерного торможения [12].
Электронное торможение представляет собой торможение высокоэнергетических ионов за счет кулоновского
взаимодействия с атомарными электронами мишени. При
передаче высоких энергий электронам решетки образуются дельта-излучение — высокоэнергетические электроны,
которые рассеиваются от ионного трека, а также фотоны и
рентгеновские кванты. При передаче атомам кристаллической решетки меньших энергий происходит возбуждение электронов и их переход в более высокоэнергетическую зону, в которой электроны термолизируют энергию
путем испускания фотонов и фононов (нагрев) различных
энергий. Наиболее общим эффектом рассеяния электронов
и фотонов является эффект Комптона — взаимодействие
между фотоном (рентгеновским квантом) и электроном,
сопровождающееся передачей энергии электрону и испус-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
46
Глава 1
канием фотона с меньшей энергией. В центре ионного трека доминируют возбужденные атомарные электроны, тогда как высокоэнергетические дельта-лучи рассеивают
энергию по мере удаления от ионного трека. Процесс передачи энергии между фотонами, электронами и фононами
каскадно приводит к меньшим и меньшим энергиям. Энергия иона поглощается в пределах более чем десятков нанометров.
Ядерное торможение происходит за счет упругого рассеяния высокоэнергетических ионов на ядрах атомов мишени. Данные процессы приводят к смещениям атомов
из узлов решетки, о чем подробно говорилось выше
(см. п. 1.3.2).
Экспериментально определенное значение энергии
ионизации ei, необходимой для образования электронно-дырочных пар, в Si составляет 3,6 эВ, в GaAs — 4,8 эВ, в
SiO2 — 17 эВ [12]. Однако многие расчетно-экспериментальные результаты говорят о том, что имеет место корреляция с шириной запрещенной зоны Eg полупроводника.
В [12] приводятся аппроксимационные формулы для этой
корреляции:
e i = 2,8 Eg + r (hwR ), где 0,5 эВ < r (hwR ) < 1,0 эВ; (1.21)
e i = 2,67 Eg + 0,87 эВ.
(1.22)
Первое слагаемое в обоих выражениях — это энергия
ударной ионизации, а второе слагаемое — потери энергии
на оптические фононы; r — среднее количество фононов,
генерируемых в одном событии; hwR — рамановский
квант, энергия каждого оптического фонона. Выражение
(1.21) описывает корреляцию между энергией ионизации
и шириной запрещенной зоны для широкозонных полупроводников, а (1.22) — для узкозонных.
Следует отметить, что среднее значение энергии ионизации зависит от температуры и вида ионизирующего излучения, и эти значения могут существенно варьироваться [12].
Для каждого иона, проходящего через полупроводник,
количество переданной кристаллу энергии на единицу
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
47
длины определяется как линейные потери энергии (ЛПЭ).
Определение ЛПЭ задается выражением (1.1). Значение
ЛПЭ варьируется в зависимости от материала. Плотность
кристаллической структуры и размер атомов непосредственно влияют на плотность полупроводника, а следовательно, на эффективность процесса передачи энергии, т. е.
на величину ЛПЭ. Как правило, материалы с меньшей
плотностью характеризуются меньшими значениями ЛПЭ.
Другим моментом, влияющим на величину ЛПЭ, является скорость падающего иона. Обычно тяжелые ионы взаимодействуют с кристаллической решеткой посредством
кулоновских сил. Энергия, переданная падающим ионом
при взаимодействии с другими заряженными частицами
(атомами кристалла), характеризуется произведением кулоновской силы и времени взаимодействия двух частиц.
Если ион попадает в кристалл, имея очень высокую скорость, то время, в течение которого он может передать свою
энергию атомам решетки, очень мало [12]. По мере прохождения иона через полупроводник меняется его энергия
и ЛПЭ. Типичная зависимость ЛПЭ от текущего значения
глубины проникновения иона имеет немонотонный характер. Вначале наблюдается рост ЛПЭ и достижение максимального значения (пик Брэгга), затем наблюдается спад
ЛПЭ, т. е. максимальное значение ЛПЭ наблюдается в
пике Брэгга. В этом случае ион наиболее эффективно передает свою энергию кристаллу. Обычно эта область эффективной передачи энергии лежит в конце пробега иона в
кристалле. Поперечное сечение кулоновских взаимодействий вычисляется из резерфордовского радиуса рассеяния rd [12]:
kqQ
,
rd =
0,5mv2
где Q — заряд атома мишени; k — кулоновская константа;
q, m и v — заряд, масса и скорость падающей частицы.
Основной характеристикой является кинетическая
энергия падающей частицы, таким образом, более высокоэнергетические частицы имеют меньшее поперечное сечение рассеяния.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
48
Глава 1
Следует отметить, что кулоновское взаимодействие не
является единственным видом взаимодействий [12]. При
существенно меньших значениях поперечного сечения могут иметь место ядерные взаимодействия. Ядерное взаимодействие (рассеяние) может быть двух видов:
l упругое — когда ядерные силы отталкивают атом решетки от падающего тяжелого иона;
l неупругое — когда поглощаются ядра двух атомов и
возникает новая частица.
В обоих случаях перемещается атом решетки (смещение) и/или создается новый движущийся ион (ионы). Возникшие ионы приобретают энергию из события рассеяния
и затем отдают ее в последующих взаимодействиях.
Расчет ЛПЭ для различных ионов в различных мишенях можно провести в программе SRIM (http://www.srim.
org/). Результаты таких расчетов для некоторых ионов в
кремнии приведены на рис. 1.12, а.
Высокоэнергетические электроны, как и ионы, испытывают потери энергии как в результате взаимодействий
упругого рассеяния, так и путем ионизации. Торможение
быстрых электронов в веществе сопровождается ионизационными потерями и сильным рассеянием вследствие малой массы электронов. Упругое рассеяние играет в общем
Рис. 1.12. Энергетические зависимости ионизационных потерь
энергии в кремнии для некоторых ионов (а) и электронов (б)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
49
балансе потерь энергии относительно слабую роль по сравнению с ионизационными потерями [4]. Ионизационные
потери энергии электронов в кремнии в зависимости от их
энергии приведены на рис. 1.12, б [7].
С повышением энергии электронов возрастает роль радиационных потерь, связанных с испусканием электромагнитного излучения при торможении электронов в веществе (тормозное излучение). Радиационные потери
энергии быстрых электронов существенно зависят от степени экранирования ядра атомарными электронами.
Спектр тормозного излучения непрерывен во всем диапазоне от нуля до максимального значения, равного кинетической энергии электрона. Тормозное излучение обладает
более высокой проникающей способностью, чем вызвавшее его электронное, и может вносить существенный
вклад в формирование внутренней дестабилизирующей обстановки. Отношение радиационных потерь энергии электрона к ионизационным выражается формулой Бете—Гайтлера. Если энергию Е электрона выражать в МэВ, то
(dE dx) рад
(dE dx) ион
»
EZ
,
800
(1.23)
где Z — заряд ядра атома мишени.
Из выражения (1.23) следует, что в кремнии и алюминии радиационные потери становятся сравнимыми с ионизационными при энергии электронов порядка 60 МэВ.
Кроме того, при неизменной энергии электронов роль радиационных потерь возрастает с увеличением атомного номера Z облучаемого вещества.
Ионизация при облучении гамма-квантами. Гаммакванты производят ионизацию во всех твердых телах, что
является наиболее важным эффектом этого типа излучения. Гамма-кванты взаимодействуют с материалом посредством трех различных процессов: фотоэлектрического
эффекта, эффекта Комптона и образования электроннопозитронных пар [2, 3, 13]. Данные процессы проиллюстрированы на рис. 1.13. Основным результатом для каждо-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
50
Глава 1
Рис. 1.13. Схематическое изображение процессов, через которые осуществляется взаимодействие фотонов с материалом
[13]: a — фотоэлектрический эффект; б — эффект Комптона;
в — образование пар
го из этих эффектов является образование энергичных вторичных электронов.
Низкоэнергетические фотоны взаимодействуют с материалом преимущественно через фотоэлектрический эффект (см. рис. 1.13, а). В этом процессе падающий фотон
возбуждает электрон, находящийся на внутренней оболочке атома мишени, до состояния с энергией, достаточно высокой для того, чтобы он покинул атом. Падающий фотон
полностью поглощается. Таким образом, фотоэлектрический эффект создает свободные электроны (фотоэлектроны)
и ионизированные атомы. В дополнение к этому, поскольку испускается фотоэлектрон, электрон на внешней орбите
атома «падает» на место, освобожденное фотоэлектроном,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
51
в результате чего испускается низкоэнергетический фотон. В общем случае низкоэнергетический фотон не обладает энергией, достаточной для образования дополнительной электронно-дырочной пары, но, в зависимости от энергии падающего фотона, испускаемый электрон может
генерировать многочисленные дополнительные электроннодырочные пары.
При облучении материалов высокоэнергетическими
фотонами доминируют процессы комптоновского рассеяния (см. рис. 1.13, б). Здесь при взаимодействии фотона с
атомом часть его энергии передается электрону атома мишени, в результате чего энергия электрона становится достаточной для того, чтобы он покинул атом мишени. В результате комптоновского рассеяния образуется фотон с меньшей энергией, который может взаимодействовать с другими
атомами мишени. Он также может создать свободный
электрон и ионизированный атом.
Образование электронно-позитронных пар имеет место
только для очень высокоэнергетических фотонов (E > 3 МэВ)
(см. рис. 1.13, в). При образовании пар падающий фотон
сталкивается с атомом мишени, образуя электронно-позитронную пару. Позитрон имеет те же свойства, что и
электрон (заряд и масса), за исключением того, что его заряд положительный. При образовании пары падающий
фотон полностью уничтожается (аннигилирует).
Области энергий фотонов, при которых в зависимости
от атомного номера мишени преобладает тот или иной процесс из рассмотренных выше, показаны на рис. 1.14 [13].
Здесь сплошные линии соответствуют равной вероятности
возникновения двух различных эффектов. Из рис. 1.14
видно, что в кремнии рентгеновские лучи, испускаемые
низкоэнергетическим рентгеновским источником (типичное значение энергии кванта составляет 10 кэВ), будут преимущественно взаимодействовать посредством фотоэффекта, в то время как высокоэнергетическое (1,25 МэВ)
гамма-излучение от источника 60Co будет, главным образом, приводить к комптоновскому рассеянию.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
52
Глава 1
Рис. 1.14. Области преобладания фотоэффекта, эффекта Комптона и образования пар в зависимости от энергии фотонов и
заряда ядра атома мишени
Эффект усиления дозы. Одним из эффектов, влияющих на общее количество электронно-дырочных пар, генерируемых в материале, является усиление дозы. Усиление
дозы возникает, когда ионизирующая частица или фотон
проходит через два смежных материала с различными
атомными массами. При этом вблизи границы двух материалов нарушается состояние электронного равновесия —
состояние, при котором для элемента с заданной массой общая энергия, выносимая электронами, равна общей энергии, вносимой электронами [13]. На границе двух смежных
материалов с различными атомными массами в материале с
меньшей атомной массой количество генерированных
электронов вблизи границы будет больше, чем при электронном равновесии (вдали от границы это состояние поддерживается), в результате чего значение дозы будет выше
равновесного (см. рис. 1.15 [13]). Этот эффект, называемый
усилением дозы, особенно важную роль может играть в
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
53
Рис. 1.15. Схематическая диаграмма, иллюстрирующая эффект
дозового усиления при облучении МОП-структур [13]: а — толстые оксиды (tox ³ 500 нм); б — тонкие оксиды (tox £ 100 нм);
сплошная линия соответствует объемной равновесной дозе, а
пунктирная линия показывает реальный профиль распределе-
случае облучения МОП-структур, дозовая деградация которых главным образом определяется ионизационными
эффектами в тонких слоях подзатворного диоксида кремния, граничащего с одной стороны с кремнием, а с другой — с металлом затвора.
Для толстых оксидов (см. рис. 1.15, a) некоторое усиление дозы в SiO2 наблюдается вблизи границ оксида (пунктирные линии), но для большей части оксида реальная
доза в SiO2 близка к равновесной дозе (сплошная линия).
Для тонких оксидов (см. рис. 1.15, б) реальная доза (пунктирная линия) заметно превосходит равновесную дозу.
Критерий «тонкого» или «толстого» оксида зависит от расстояния, на которое вторичные электроны будут проникать в материал. Для рентгеновских лучей с энергией
10 кэВ средний пробег вторичных электронов в SiO2 составляет приблизительно 500 нм. Это расстояние значительно
больше, чем толщина подзатворного оксида в современных
ИС, и во многих случаях сравнимо с толщиной полевого
оксида или встроенного оксида в КНИ-технологии. Таким
образом, значительный эффект дозового усиления может
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
54
Глава 1
встречаться в большинстве оксидных структур ИС современных технологических вариантов.
При фотонном облучении величина дозового усиления
зависит от механизма взаимодействия падающего фотона с
материалом. Она будет наибольшей для низкоэнергетических фотонов (= 1 МэВ), которые взаимодействуют с материалом посредством фотоэлектрического эффекта [13]. Количество вторичных электронов, генерируемых низкоэнергетическими фотонами, пропорционально Z4. Таким
образом, с повышением атомной массы количество вторичных электронов сильно возрастает. В МОП-транзисторах с
поликремниевым затвором атомная масса кремния немного выше атомной массы диоксида кремния, и величина дозового усиления при облучении гамма-квантами 60Co с
энергией 1,25 МэВ (преобладает комптоновское рассеяние)
незначительна. С другой стороны, для низкоэнергетического рентгеновского излучения с энергией 10 кэВ, которое
взаимодействует с материалом через фотоэффект, величина дозового усиления может быть больше (~1,7 раза) [13],
т. е. доза в слое оксида в 1,7 раза превосходит дозу, измеренную при условии электронного равновесия. Наибольший коэффициент дозового усиления получается для металл-силицидных затворов с большими атомными массами (например, вольфрам или тантал), если толщина слоя
металла до границы оксида находится в пределах глубины
проникновения вторичных электронов.
Для определения общего количества генерированных
электронно-дырочных пар в материалах, имеющих значительное дозовое усиление, необходимо умножить количество электронно-дырочных пар, генерированных падающим ионизирующим излучением, на коэффициент дозового усиления.
1.3.4. Ядерные превращения при воздействии
ионизирующих излучений
Ядерными превращениями (реакциями) называют процессы взаимодействия ядерных частиц с ядрами атомов
вещества. Обычно ядерные реакции записывают в виде
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
55
А + a ® В + b,
или сокращенно А(a, b)В. Частицы, появляющиеся в результате ядерных превращений, могут быть теми же, что
и во входном канале, но в других состояниях, которые не
описываются моделью упругого рассеяния. Очень часто
образующиеся вторичные частицы находятся в метастабильном и/или возбужденном состояниях, поэтому в ходе
ядерных реакций могут образовываться также дополнительные вторичные частицы, в том числе гамма-кванты [4].
Сечение реакции определяется свойствами сил взаимодействия между частицами и трудно поддается расчетным
оценкам. На практике представляет интерес идентификация каналов реакции (тип ядерной реакции и образующиеся вторичные частицы), энергия и угловое распределение
образующихся вторичных частиц. Ряд оценок можно получить в результате применения законов сохранения энергии, импульса, заряда, числа нуклонов и ряда других.
Применительно к радиационным факторам космического пространства ядерные реакции проявляются в основном при воздействии протонов. При этом наиболее распространенной является реакция Si(p, a)Al [4]. Энергетическая зависимость сечения данной реакции от энергии
протонов представлена на рис. 1.16 [4].
Рис. 1.16. Сечение ядерной реакции Si(p, a)Al в зависимости от
энергии протонов [4]: 1 барн = 10–24 см2
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
56
Глава 1
При нейтронном облучении ядерные реакции возникают в основном в результате взаимодействия облучаемого
вещества с тепловыми нейтронами [3], энергия которых
лежит в диапазоне до нескольких сотен эВ. При этом вследствие ядерных превращений в кристаллах полупроводников могут возникать новые химические примеси (трансмутационное легирование). Обычно при облучении полупроводников в реакторе средними интегральными потоками
(до 1015 см–2) число смещенных атомов в результате упругого рассеяния быстрых нейтронов значительно превышает число ядерных превращений. Однако относительное
число ядерных превращений может сильно возрасти, если
с помощью различных замедлителей повысить долю тепловых нейтронов.
Тепловые нейтроны можно использовать для трансмутационного легирования некоторых полупроводников,
например кремния. В данном случае целевой эффект получается в результате протекания ядерной реакции на тепловых нейтронах [3]
b - (T =2,6 )
12
ч
Si (n, g)31Si ¾ ¾ ¾
¾¾
® 31P.
30
Высокая проникающая способность нейтронов в веществе обеспечивает равномерное введение примеси при
трансмутационном легировании. Однако широкое применение данного метода легирования кремния сдерживается
рядом трудностей. Сюда входят значительная наведенная
радиоактивность, длительное время облучения, а также
сложность получения, дозиметрии и применения прецизионных однородных пучков тепловых нейтронов заданных
энергий с целью получения желаемых профилей легирования в полупроводниковых структурах [3].
1.3.5. Термостабильные радиационные центры
в полупроводниках
Согласно современным представлениям, радиационными
центрами, термостабильными в рабочем диапазоне температур ПП и ИС и вносящими в запрещенную зону полупроводника разрешенные уровни энергии, являются не
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
57
точечные первичные нарушения, а их ассоциации между
собой и атомами остаточных и легирующих примесей
[3, 10].
Термостабильные радиационные центры в кремнии.
Типичными для кремния являются комплексы типа V–O
(А-центры: Ес – 0,17 эВ), V–P (Е-центры: Ес – 0,4 эВ), V–V
(j-центры: Ес – 0,4 эВ — соответствует двукратно отрицательно заряженной дивакансии; Ес – 0,54 эВ — соответствует однократно отрицательно заряженному состоянию
дивакансии; Еv + 0,28 эВ — соответствует положительно
заряженной дивакансии), где V — вакансия. Их относительная концентрация, вносимая в кристаллы полупроводника при облучении, зависит как от исходных свойств
полупроводника, так и от условий облучения. Кроме этих
основных радиационных центров могут образовываться и
более сложные комплексы, например донорные центры
дивакансия-кислород (Еv + 0,35 эВ в р-Si, Ес – 0,21 эВ в
n-Si). Атомы акцепторной примеси (бора) создают с вакансиями в зонном кремнии р-типа преобладающие донорные
радиационные центры с уровнем Еv + 0,21 эВ (дивакансия-бор) и акцепторные радиационные центры с уровнем
Еv + 0,45 эВ (вакансия-бор, аналог Е-центра в n-кремнии),
однако природа этих центров окончательно не установлена
[3, 10]. Атомы кислорода в кремнии при облучении принимают также активное участие в образовании сложных центров прилипания для неосновных носителей (Еv + 0,31 эВ,
Еv + 0,39 эВ, Еv + 0,48 эВ в кислородном n-Si; Ес – 0,30 эВ,
Ес – 0,37 эВ, Ес – 0,47 эВ в кислородном р-Si), а также центров интенсивной излучательной рекомбинации.
Кроме основных легирующих примесей и кислорода на
образование радиационных центров в кремнии также оказывают влияние атомы других остаточных и легирующих
примесей (литий, медь, золото, железо, никель, углерод,
водород и др.), концентрация электрически активной компоненты которых увеличивается при облучении. Эти примеси оказываются электрически активными, когда становятся примесями замещения при взаимодействии с вакансиями, образующимися при облучении.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
58
Глава 1
В целом ряде работ показано, что при облучении кристаллов кремния n- и р-типа проводимости в результате
суммарного эффекта от образования «глубоких» радиационных центров акцепторного и донорного характера
уровень Ферми смещается к середине запрещенной зоны
по мере увеличения потока облучения (исключение могут
составлять особо чистые образцы кремния). Данная закономерность — компенсация проводимости при облучении
вплоть до собственной — экспериментально наблюдается
во всех широкозонных полупроводниках независимо от исходного состояния [2, 3, 10, 11].
Термостабильные радиационные центры в германии.
В кристаллах германия при облучении образуется преимущественно ряд устойчивых акцепторных центров:
Еv + 0,18 эВ, Еv + 0,07 эВ, Еv + 0,01 эВ (данные три уровня
соответствуют дивакансиям в различных зарядовых состояниях), Ес – 0,20 эВ (для кристаллов германия, легированных сурьмой — ассоциации V–Sb, аналог Е-центра в кремнии). Это приводит к смещению уровня Ферми в «бескислородных» кристаллах германия n- и р-типа по мере роста
потока облучения к предельному положению Ev + 0,24 эВ.
При этом в «бескислородных» образцах n-германия происходит конверсия типа проводимости.
Ассоциации вакансий с атомами сурьмы в германии
также дают акцепторные уровни Ev + 0,24 эВ. В [3] указывается, что акцепторные уровни, определяемые ассоциациями V–Sb, имеют большое сечение рекомбинации неосновных носителей и ответственны за конверсию n-типа
германия в р-тип. Ассоциации вакансий с атомами других
легирующих примесей в германии дают в запрещенной
зоне следующие акцепторные уровни: Ес – 0,25 эВ (V–As);
Ес – 0,1 эВ (V–Sn).
В «кислородных» кристаллах германия преимущественно образуются уровни Ес – (0,90 ± 0,02) эВ (ассоциация
вакансии с атомом кислорода). Данные уровни интенсивно
захватывают образованные облучением вакансии, что затрудняет образование акцепторных центров с участием донорной примеси и, тем самым, приводит к сдвигу конвер-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
59
сии n-типа германия в р-тип в область более высоких потоков облучения.
Облучение кристаллов германия n- и р-типа приводит
также к «проявлению» ряда остаточных примесей — меди,
никеля, золота, и, как следствие, — появлению соответствующих этим примесям уровней Ev + 0,32 эВ,
Ev + 0,44 эВ и Ev + 0,54 эВ [3].
Дефектообразование в соединениях вида AIIIBV имеет
ряд особенностей, связанных со структурой кристаллической решетки, характером связи атомов, наличием двух пороговых энергий смещения и уровнем технологии получения монокристаллов [3, 11].
Термостабильные радиационные центры в GaAs. При
облучении GaAs вводятся глубокие и мелкие энергетические уровни радиационных дефектов. При этом вводятся
уровни как акцепторного, так и донорного характера, и
уровень Ферми смещается к середине запрещенной зоны.
Характерно, что сечения образования эффективных доноров в p-GaAs и эффективных акцепторов в n-GaAs приблизительно одинаковы [11]. В облученном GaAs обнаружено
большое количество энергетических уровней, однако природа их остается во многом неясной. Можно отметить некоторые из этих уровней [11]: Ес – (0,09¸0,12) эВ; Ес – 0,16 эВ;
Ес – 0,38 эВ; Ес – 0,57 эВ; Ес – 0,71 эВ; Ev + 0,20 эВ;
Ev + 0,16 эВ; Ev + 0,03 эВ. Концентрация дефектов, ответственных за уровень Ес – (0,09¸0,12) эВ, при облучении
увеличивается. Уровень Ес – 0,16 эВ, по-видимому, имеет
радиационное происхождение, но не связан с легирующей
примесью (теллуром). Уровень Ес – 0,38 эВ обнаружен только в облученном материале n-типа, поэтому можно предполагать, что он принадлежит комплексу с донором V группы. Концентрация дефектов, ответственных за уровни
Ес – 0,57 эВ и Ес – 0,71 эВ, при облучении увеличивается.
Акцепторный уровень Ev + 0,20 эВ обнаружен лишь в облученных кристаллах при измерении температурной зависимости примесной фотопроводимости. Уровень Ev + 0,16 эВ
связывается с вакансиями мышьяка, а уровень Ev + 0,03 эВ,
возможно, принадлежит комплексу с цинком [11].
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
60
Глава 1
Большинство исходных кристаллов GaAs содержит
высокие концентрации остаточных технологических примесей (меди, кислорода, цинка, кремния и др.) и собственных дефектов структуры [3]. При облучении происходит
радиационная активация меди с появлением акцепторного
уровня Ev + 0,15 эВ, кислорода (Ec – 0,65 эВ) и образование
ряда устойчивых комплексов, создающих глубокие компенсирующие уровни.
Термостабильные радиационные центры в GaP. При
облучении GaP также образуются радиационные дефекты,
дающие глубокие и мелкие уровни. Однако вследствие
низкого совершенства монокристаллов GaP и особенностей
его кристаллической структуры спектр дефектов, их природа и влияние на физические свойства изучены недостаточно. Следует отметить, что в GaP, как и в GaAs, при облучении образуются как простые, так и сложные дефекты,
представляющие собой комплексы простых дефектов с
остаточными или легирующими примесями, а также области разупорядочения.
Высокотемпературный отжиг радиационных центров
в полупроводниках носит диффузионный характер и происходит в несколько стадий с увеличением энергии активации каждой последующей стадии [3]. При этом полный
отжиг происходит при температурах 250–400 °С для германия и 450–600 °С для кремния. Отжиг радиационных
дефектов в арсениде галлия протекает при 210–240 и
390–600 °С [11]. На первой стадии отжигаются дефекты,
представляющие собой комплексы примесь – междоузельный мышьяк, вторая стадия характерна для кристаллов,
подверженных облучению высокоэнергетическими частицами, поэтому можно думать, что выше 490 °С отжигаются
скопления дефектов. Температурный отжиг радиационных нарушений в GaP протекает при 150, 230–250 и
490–590 °С [11]. На низкотемпературных стадиях отжигаются изолированные дефекты, а при высоких температурах, очевидно, области разупорядочения.
В целом можно заключить, что температура отжига радиационных центров в полупроводниковых материалах
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
61
значительно превосходит рабочие температуры для ПП и
ИС. Следовательно, изменения электрофизических параметров полупроводниковых материалов, а также ПП и ИС
на их основе, связанные с вводимыми при радиационном
облучении структурными повреждениями, будут устойчивыми в рабочем диапазоне температур для ПП и ИС.
Подробно свойства радиационных центров в полупроводниковых материалах, а также механизмы их образования и отжига рассмотрены в [2, 3, 10], поэтому для более
детального изучения этих вопросов читателям следует руководствоваться этими изданиями.
1.3.6. Изменение электрофизических параметров
полупроводников при радиационном облучении
Основными параметрами полупроводников являются: время жизни неосновных носителей заряда (ННЗ) t, удельное сопротивление r и определяющая его концентрация
носителей заряда (n или p в зависимости от типа проводимости), подвижность m носителей заряда.
Глубокие уровни радиационных центров в полупроводниках являются эффективными центрами рекомбинации,
поэтому при радиационном облучении в первую очередь
наблюдается уменьшение времени жизни ННЗ. Хотя при
облучении в запрещенной зоне образуется большое число
дополнительных энергетических уровней, величина t в облученном полупроводнике определяется лишь одним-двумя
доминирующими рекомбинационными центрами [3, 10].
В этом случае, учитывая, что обратная величина t, согласно статистике рекомбинации Шокли—Рида—Холла, при
небольших уровнях инжекции пропорциональна числу рекомбинационных центров, для величины 1/t можно использовать эмпирическое соотношение [2, 3, 10, 11]
1
æ1 ö 1
Dç ÷ =
= K t F,
è t ø t F t0
(1.24)
где Kt — константа радиационного изменения времени
жизни ННЗ в объеме полупроводника, см2/с, которая
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
62
Глава 1
содержит в себе информацию о свойствах как излучения,
так и полупроводникового материала [3]; t0, tF — время
жизни до и после облучения флюенсом F.
Учитывая связь L2D = Dt времени жизни ННЗ с диффузионной длиной LD, где D — коэффициент диффузии ННЗ,
можно использовать соотношение (1.24) в другом виде:
1
L2F
-
1
L20
= K L F,
(1.25)
где KL = Kt / D — константа радиационного изменения
диффузионной длины ННЗ.
Величина констант Kt или KL зависит от ряда факторов: скорости образования радиационных центров и их рекомбинационных свойств (сечения захвата электронов и
дырок), а также степени заполнения центров электронами.
Последняя определяется положением уровня Ферми по отношению к энергетическим уровням радиационных центров [3].
Следует отметить, что значения Kt для идентичных по
типу и удельному сопротивлению образцов германия при
всех видах излучения в несколько раз меньше, чем в кремнии [3]. Это объясняется различием сечений и скоростей
образования, энергетического спектра и природы устойчивых радиационных центров в данных полупроводниках.
Линейная зависимость (1.24) наблюдается при облучении германия и кремния различными видами радиации и
может нарушаться при увеличении потоков облучения.
Это можно объяснить влиянием компенсации материала и
смещением уровня Ферми к середине запрещенной зоны, в
результате чего в рекомбинационном процессе могут участвовать другие, более глубокие уровни.
Существенное влияние на изменение времени жизни
могут оказывать температура, технологические процессы
производства ПП и ИС, исходное состояние поверхности и
поверхностные радиационные эффекты. В частности, в [3]
приводятся значения Kt для образцов кремния с удельным
сопротивлением в диапазоне 0,06–50 Ом·см, полученных
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
63
различными методами, при облучении различными видами ИИ. При этом величина Kt варьируется в пределах
10–11–10–6 см2/с.
Эффективное время жизни носителей заряда tef определяется временем жизни в объеме полупроводника tV и на
поверхности tS:
1
1
1
.
=
+
t ef t V t S
(1.26)
Поверхностное время жизни tS определяется скоростью поверхностной рекомбинации, которая, в свою очередь, зависит от плотности поверхностных состояний (ПС).
Для величины tS можно записать выражение [14]
tS = tV
LD
,
LD + st V
где s — скорость поверхностной рекомбинации.
Средняя скорость поверхностной рекомбинации определяется выражением [15]
s = 0,5 s sn s sp vt pkTNit ,
где ssn и ssp — сечения захвата электронов и дырок соответственно; vt — тепловая скорость носителей; k — константа Больцмана; Т — абсолютная температура; Nit —
средняя плотность ПС.
При малых дозах облучения, когда процессы в объеме
полупроводника еще не начали проявляться, поверхностное время жизни уменьшается, так как возрастает плотность ПС, что ведет к увеличению скорости поверхностной
рекомбинации. Таким образом, при малых дозах уменьшение эффективного времени жизни обусловлено уменьшением времени жизни на поверхности полупроводника.
При больших дозах уменьшение времени жизни определяется спадом как объемного, так и поверхностного времени
жизни носителей заряда.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
64
Глава 1
Удельное сопротивление r и удельная электропроводность s в несобственном полупроводнике со смешанным
типом проводимости определяются соотношением
s=
1
= q(nm n + pm p ),
r
где q — заряд электрона; n, p, mn, mp — концентрации и
подвижности электронов и дырок соответственно.
При облучении меняются концентрация и подвижность носителей заряда, что приводит к изменению удельного сопротивления (удельной электропроводности).
Как уже отмечалось выше (см. п. 1.3.5), при облучении
в полупроводниках образуются устойчивые радиационные
центры, которые могут действовать не только как центры
рекомбинации, но и как ловушки, эффективно удаляющие
носители из процесса электропереноса. В результате при
облучении наблюдается смещение уровня Ферми к середине запрещенной зоны, уменьшение концентрации основных носителей заряда и, как следствие, рост удельного сопротивления. Экспериментальные данные показывают [3],
что концентрация носителей заряда в полупроводниках
при облучении вначале уменьшается экспоненциально, а
затем при высоких потоках стремится к значению, определяемому предельным положением уровня Ферми при облучении.
Однотипной зависимости r(Ф) для широкого класса полупроводников не существует [3]. Наиболее простой вид
этой зависимости реализуется в кремнии (в определенном
диапазоне значений флюенса Ф):
rФ = r0exp(KrФ)
или при KrФ < 1
rФ @ r0(1 + KrФ),
где r0 и rФ — удельное сопротивление до и после облучения интегральным потоком Ф соответственно; Kr —
константа, характеризующая скорость роста удельного
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений
65
сопротивления при облучении, физический смысл которой определяется выражением
Kr =
1 Dn
,
n0 F
где n0 — исходная концентрация носителей заряда;
Dn/Ф — скорость удаления носителей заряда при облучении.
Константа Kr, так же как и Kt, определяется условиями облучения и исходным состоянием облучаемого материала.
В кремнии вне зависимости от типа проводимости
удельное сопротивление при облучении растет, стремясь к
значению, характерному для собственного кремния
(~2 · 105 Ом·см при 300 К) [2, 3, 10, 11]. По сравнению с изменением времени жизни заметные изменения удельного
сопротивления проявляются при существенно больших
значениях интегрального потока облучения. В частности,
при облучении электронами с энергией порядка нескольких МэВ изменение r начинает заметно проявляться при
флюенсе порядка 1014–1015 см–2; при облучении быстрыми
нейтронами эти изменения начинают проявляться при
флюенсе порядка 1013 см–2; при гамма-облучении для заметного изменения r нужно набирать поглощенную дозу
порядка 107–108 рад.
В германии зависимость r(Ф) имеет более сложный
вид, что связано со спецификой радиационного дефектообразования и конверсией электронного типа проводимости
в дырочный. В бескислородных образцах германия n-типа
величина r при облучении растет, стремясь к значению
удельного сопротивления собственного германия, а при
дальнейшем увеличении интегрального потока Ф в результате конверсии типа проводимости величина r начинает
спадать, стремясь к значению, определяемому предельным положением уровня Ферми (Ev + 0,24 эВ). Поток облучения, при котором происходит конверсия n-типа в р-тип,
возрастает с увеличением температуры облучения. В об-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
66
Глава 1
разцах германия р-типа величина r при облучении может
падать или возрастать в зависимости от исходного состояния образцов (в частности, от исходного положения уровня
Ферми). Относительная скорость изменения удельного сопротивления в германии р-типа значительно меньше, чем
в германии n-типа проводимости.
Радиационные центры могут действовать и как дополнительные центры рассеяния, снижающие подвижность
носителей заряда. Однако экспериментальные данные показывают, что снижение подвижности играет значительно
меньшую роль в росте r при облучении германия, кремния
и арсенида галлия, чем захват носителей заряда радиационными центрами [3]. Это связано в первую очередь с тем,
что в рабочем диапазоне температур современных ПП и ИС
основным механизмом рассеяния носителей заряда, определяющим их подвижность, является рассеяние на тепловых колебаниях решетки. Рассеяние на радиационных дефектах будет заметно влиять на величину подвижности
при более низких температурах (менее 200 К). Однако если
энергия излучения достаточна для образования областей
разупорядочения, то изменения подвижности могут заметно влиять на величину r и при комнатной температуре.
Поверхностная подвижность при облучении меняется
значительно сильнее, чем подвижность в объеме полупроводника. Это связано с тем, что при облучении интенсивно
протекает процесс образования ПС, что ведет к появлению
дополнительных центров рассеяния. Поверхностная подвижность также зависит от флуктуаций поверхностного
потенциала [15]:
mS =
2m V
e
SS
+ e - SS
,
где mS —поверхностная подвижность; mV — подвижность
в объеме полупроводника; SS — среднеквадратическая
флуктуация поверхностного потенциала.
Изменение электрофизических свойств полупроводниковых материалов при воздействии ионизирующих излучений более подробно рассмотрено в изданиях [2, 3, 9–11].
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Глава 2
Изменение электрофизических
параметров биполярных
приборных структур в результате
введения структурных дефектов
при радиационном облучении
2.1. Диодные структуры
Во многих работах, посвященных исследованию радиационной стойкости ПП и ИС и поиску технических путей ее повышения, было показано, что независимо от
вида проникающего излучения в диодных структурах
наблюдаются качественно одинаковые эффекты при облучении: в кремниевых диодах основные изменения происходят в прямой ветви вольт-амперной характеристики
(ВАХ), а в германиевых — в обратной ветви ВАХ. Изменения в прямой ветви ВАХ обычно проявляются в виде
роста прямого падения напряжения Uпр при фиксированном прямом токе Iпр. Изменения в обратной ветви
ВАХ обычно проявляются в виде возрастания обратного
тока Iобр при фиксированном напряжении Uобр. Подобные изменения параметров диодов являются нежелательными эффектами, приводящими к параметрическим
отказам ПП и ИС.
Для кремниевой p–n-структуры полное падение напряжения при постоянной плотности прямого тока jпр = const
равно [3]
Uпр = Up–n + Uб + Uк,
(2.1)
где Up–n — падение напряжения на p–n-переходе; Uб —
падение напряжения на базе диода; Uк — падение напряжения на приконтактных областях.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
68
Глава 2
Выражение для Up–n имеет вид [3]:
U p -n =
ö
mkT æ jпр
ç ln
+ M ln t ÷,
÷
q çè qP
ø
(2.2)
где 1 £ m £ 2; jпр = const; П = const; 0 £ М £ 1; t — время
жизни неосновных носителей либо в области пространственного заряда p–n-перехода при очень малых уровнях инжекции (t p -n = t p0 t n0 ), либо в базовой области
диода соответственно при малом и большом уровнях инжекции (tр и tр¥ = tр0 + tn0).
Так как время жизни при облучении монотонно падает, напряжение Up–n, согласно (2.2), должно уменьшаться.
С учетом (1.24) скорость уменьшения этой составляющей
прямого падения напряжения равна [3]
dU p -n
dF
=j пр = const
mkT
MtK t ,
q
(2.3)
где Kt — коэффициент радиационного снижения времени t.
Минимальное уменьшение Up–n при облучении наблюдается у диодов с малой толщиной базы Wб (Wб / L £ 1) при
средних и высоких уровнях инжекции, когда полный ток
через p–n-переход определяется диффузионной, а не дрейфовой компонентой.
Выражение для Uб в широком диапазоне уровней инжекции для p+–n-диода может быть записано в виде [3]:
ö
1 + B2 thæç Wб
bchæç Wб ö÷
÷
2
L
L
4kT
ø+
è
ø arth
è
×
Uб =
q (b + 1)2 1 + B2
W
ö
æ
B + thç б
2L ÷ø
è
ö
æ shæ Wб ö
÷
ç ç
L ÷ø
kT b - 1 ç è
ln
+ 1 ÷, (2.4)
+
×
q b +1 ç
B
÷
÷
ç
ø
è
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Изменение параметров биполярных приборных структур
69
где b = mn/mp; L — биполярная диффузионная длина;
nn b
Dp
1 b
Wб — толщина базы; B = ×
; x= 0 —
=
x b + 1 Dp0 (b + 1)
nn
уровень инжекции.
Первое слагаемое в правой части выражения (2.4) —
падение напряжения на сопротивлении толщи базы с учетом модуляции проводимости базы инжектированными в
нее неосновными носителями в случае высоких уровней
инжекции (В = 1), а второе слагаемое — ЭДС Дембера, обусловленная градиентом концентрации носителей в базе и
различием подвижности электронов и дырок. При небольших уровнях инжекции (B ? 1) второе слагаемое стремится к нулю, а первое упрощается, и выражение (2.4) можно
переписать в виде
Uб =
jп р W б
s
,
(2.5)
где s = 1/r — проводимость материала базы.
Анализ выражения (2.4) путем дифференцирования по
F показывает, что во всех случаях Uб при облучении возрастает, что физически объясняется снижением времени
жизни неосновных носителей заряда и уменьшением концентрации основных носителей заряда в базе диода при
введении радиационных центров (см. п. 1.3.6). Скорость
роста Uб зависит от r0, Kr, t0, Kt, Wб, уровня инжекции и
может быть рассчитана достаточно точно [3]. При этом в
диодах с малой толщиной базы (Wб/L £ 1) при небольших
уровнях инжекции (В ? 1) рост Uб при облучении определяется изменением r и не зависит от изменения t.
Третье слагаемое (Uк) в выражении (2.1) в подавляющем большинстве случаев (для r0 £ 20 Ом×см) при не слишком больших F можно считать постоянным [3].
На прямой ветви ВАХ можно найти точку, где
dU пр
dU p -n
dU б
. Это означает, что в этой точке
=
= 0,
dF
dF
dF
т. е. прямое падение напряжение на диоде при облучении
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
70
Глава 2
не меняется. Положение этой точки можно найти из выражения [3]
jпр0 = -
mkTMtK t s 2
.
qWб (ds d F)
(2.6)
При jпр < jпр0 напряжение Uпр при облучении уменьшается, а при jпр > jпр0 растет, причем jпр0 будет тем ниже, чем
больше r0 и Wб.
В связи с тем, что скорость роста Uб при облучении
всегда выше скорости снижения Up–n, при определенных
значениях F должен наблюдаться рост Uпр с облучением,
что подтверждается экспериментально [3]. Эффект роста
Uпр при облучении в конечном счете приводит к росту прямого дифференциального сопротивления диодов.
На обратной ветви ВАХ диода основным параметром
на участке до наступления пробоя является обратный ток
Iобр при некотором фиксированном напряжении Uобр.
Обратный ток состоит из трех компонент [3]: диффузионной Iд, генерационной Iг и поверхностной Iп:
Iобр = Iд + Iг + Iп.
(2.7)
Каждая из этих компонент может меняться при облучении. Если учесть в известных выражениях для Iд и Iг зависимости от интегрального потока, времени жизни и
удельного сопротивления, то можно получить следующее
выражение для Iобр(F) (для диода с базой n-типа при достаточно больших F) [3]:
Iобр(F) =
qWб Sni2 (1 + t p0 K tб F)
t p0 nn0 exp(-Kr F)
+
+
qe ¢S2 ni K tp -n F
é E (F) - Ei ù
8CбFchê r
ú
kT
û
ë
+ I п (F),
(2.8)
где tр0 и nn0 — время жизни неосновных и концентрация
основных носителей в базе до облучения; ni и Ei — кон-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Изменение параметров биполярных приборных структур
71
центрация носителей и положение уровня Ферми в собственном материале; S — площадь p–n-перехода; e¢ —
диэлектрическая проницаемость материала; СбФ — барьерная емкость облученного перехода.
Первое слагаемое в (2.8) определяет диффузионную
компоненту обратного тока, которая преобладает в германиевых диодах, а второе — генерационную компоненту в
области p–n-перехода, преобладающую в кремниевых диодах. Генерационная природа обратного тока в кремниевых
диодах в сочетании с пассивированной поверхностью является основной причиной весьма малых начальных значений Iобр и их изменений при облучении современных кремниевых диодов [3].
Обратный ток в германиевых диодах при малых F должен расти линейно за счет снижения времени жизни неосновных носителей в объеме базы диода, а при достаточно
больших F должен расти экспоненциально за счет снижения концентрации основных носителей, что дает вклад в
рост величины Iобр [3]. Однако точное прогнозирование зависимости Iобр(F) для германиевых диодов весьма затруднительно в связи со значительным изменением поверхностной составляющей при облучении (изменение поверхностного времени жизни, рост токов утечки и др.), который
аналитически трудно учесть.
Напряжение пробоя диодных структур Uпроб при облучении возрастает вследствие увеличения удельного сопротивления полупроводникового материала и уменьшения
градиента концентрации носителей заряда в переходе.
В частности, для резких несимметричных p–n-переходов
на базе n-Si зависимость пробивного напряжения от F имеет вид [3]:
(2.9)
U проб = 86 s 0б,064 exp(0,64Kr F).
Возрастание пробивного напряжения диодных структур при облучении подтверждается экспериментально.
Радиационное облучение приводит к уменьшению величины основного импульсного параметра диодов — времени восстановления обратного сопротивления tвосст, при-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
72
Глава 2
чем снижение tвосст начинается при потоках, не приводящих к существенному изменению параметров Uпр и Iобр.
Для широкого класса диодов имеется корреляция между tвосст и временем жизни t неосновных носителей заряда
в базе [3]:
tвосст @ (0,5¸2)t,
(2.10)
причем для диффузионных диодов множитель равен 0,5.
Таким образом, на скорость нестационарных процессов переключения в диоде практически влияет одна электрофизическая характеристика — время жизни неосновных носителей заряда. Поскольку время жизни при облучении снижается за счет введения радиационных центров,
являющихся центрами рекомбинации, время восстановления обратного сопротивления также будет снижаться, что
подтверждается экспериментально.
2.2. Транзисторные структуры
Определяющим эффектом при облучении большинства
типов биполярных транзисторов является снижение
основного классификационного параметра — коэффициента усиления по току в схеме с общим эмиттером b.
Изменение b при радиационном облучении может быть
описано выражением [3]
bF =
1
,
1 K инт F + D (1 t sF )
+
b0
2pfT
(2.11)
где b0, bФ — коэффициент усиления по току в схеме с общим эмиттером до и после облучения соответственно;
Kинт — интегральный коэффициент, характеризующий
снижение времени жизни в объеме транзистора при облучении; D(1/tsФ) — изменение поверхностной составляющей времени жизни при облучении; fT — предельная частота.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Изменение параметров биполярных приборных структур
73
Из выражения (2.11) следует, что изменение b может
происходить как за счет образования радиационных центров в объеме структуры транзистора, так и за счет изменения поверхностных свойств структуры. Относительный
вклад этих процессов в изменение b зависит от вида и потока радиации, типа прибора и условий облучения. Так, при
чистом нейтронном облучении транзисторов величина
D(1/tsФ) мала [3], и выражение (2.11) упрощается:
1
1
=
+ Kb F,
b F b0
где Kb =
(2.12)
K инт
— интегральный коэффициент, характери2pfT
зующий скорость снижения b при облучении за счет объемных процессов.
При ионизирующем облучении вклад D(1/tsФ) в изменение b при малых Ф может быть существенным (особенно
для германиевых транзисторов с непассивированной поверхностью) и приводит в некоторых случаях к аномальному поведению b при облучении. Роль поверхностных процессов возрастает при облучении маломощных диффузионных дрейфовых транзисторов. Причина в том, что
ускоряющее поле в базе таких транзисторов уменьшает
пролетное время неосновных носителей, дополнительно
снижая вероятность рекомбинации в объеме базы и соответственно уменьшая относительный вклад объемной составляющей в эффективное время жизни.
Коэффициент Kинт, согласно современным представлениям, является некоторой эффективной величиной для
транзистора и может определяться в общем случае механизмами снижения времени жизни в областях эмиттера и
эмиттерного перехода, а также в областях пассивной и активной базы транзистора. Доминирующий механизм снижения t зависит от ряда факторов: исходного состояния
материала, конструкции и размеров физических слоев
транзисторной структуры, уровня инжекции, потока облучения и др.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
74
Глава 2
В общем случае для коэффициента усиления по постоянному току можно записать [3]:
1 I б I ба + I бп + I rgv + I rgs + I иэ + I кан
,
=
=
b Iк
Iк
(2.13)
где Iб — ток базы; Iк — ток коллектора; Iба, Iбп — ток рекомбинации в активной и пассивной базах соответственно; Irgv, Irgs — ток рекомбинации в объеме и на поверхности слоя пространственного заряда эмиттерного перехода соответственно; Iиэ — ток инжектируемых из базы в
эмиттер неосновных носителей заряда; Iкан — ток за счет
образования каналов на поверхности базы вблизи эмиттерного перехода.
В результате облучения в объеме и на поверхности
транзисторной структуры образуются дополнительные
центры рекомбинации, что приводит к росту составляющих тока базы, а следовательно, к снижению b.
Составляющая Iиэ при облучении меняется слабо [3] по
трем причинам. Во-первых, время жизни в сильно легированной области эмиттера достаточно низкое уже до облучения. Во-вторых, область эмиттера может быть достаточно
тонкой (особенно это касается ВЧ- и СВЧ-транзисторов),
так что радиационные изменения величины t могут быть
существенны лишь при высоких Ф, когда диффузионная
длина в эмиттере станет меньше его толщины. В-третьих,
современные транзисторы имеют сильное электрическое
поле в области эмиттера, которое уменьшает зависимость
инжектируемого в эмиттер тока от времени жизни в нем.
Для германиевых транзисторов можно пренебречь членом рекомбинации в слое пространственного заряда эмиттерного перехода, так как отношение диффузионной и рекомбинационной компонент тока пропорционально собственной концентрации носителей заряда ni. В германии ni
примерно в 1,5 · 103 раз выше, чем в кремнии. Кроме того,
германиевые транзисторы не используются для работы в
микрорежимах, где основной вклад в радиационное изменение b дает составляющая рекомбинации в слое простра-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Изменение параметров биполярных приборных структур
75
нственного заряда эмиттерного перехода. Для германиевых транзисторов существенным является механизм радиационных изменений в пассивной базе. При небольших
потоках может наблюдаться приблизительно линейная зависимость 1/b = f(Ф), однако по мере увеличения Ф эта зависимость становится нелинейной. Интегральный коэффициент Kинт для германиевых транзисторов является эффективной величиной, зависящей от радиационных
процессов как в активной, так и в пассивной базе.
Для кремниевых транзисторов рекомбинационные потери в активной базе незначительны, и зависимость
1/b = f(Ф) имеет нелинейный характер. Коэффициент Kинт
здесь также является эффективной величиной, определяемой радиационными процессами в активной базе и области
пространственного заряда эмиттерного перехода. С уменьшением уровня инжекции Kинт возрастает, что подтверждается экспериментально, и при работе в микрорежимах
рекомбинационные потери в кремниевых транзисторах будут определяться радиационными изменениями в слое
пространственного заряда.
Проведенный выше анализ справедлив для случая малых и средних уровней инжекции и не слишком больших
Ф, когда можно считать приблизительно постоянным время пролета носителей через активную базу tпр. Для транзисторов, работающих на больших токах (например, мощные СВЧ-транзисторы) или облученных высокими флюенсами Ф, время пролета уже нельзя считать величиной,
независимой от Ф. Известно, что в дрейфовых транзисторах при высоких уровнях инжекции происходит сдвиг границы коллекторного перехода в сторону коллектора. Это
объясняется компенсацией заряда ионизованных атомов
примеси зарядом подвижных носителей (и, соответственно, рост tпр и снижение b), причем чем выше удельное сопротивление коллекторной области, тем значительнее этот
эффект. Следовательно, поскольку при облучении удельное сопротивление возрастает, tпр будет возрастать еще
быстрее. С другой стороны, в ВЧ-транзисторах с однородной базой, облученных значительными потоками Ф, при
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
76
Глава 2
малых и средних уровнях инжекции наблюдается снижение tпр в результате расширения коллекторного перехода в
область базы. Это косвенно подтверждается снижением емкости коллекторного перехода при облучении. В низкочастотных транзисторах, в отличие от высокочастотных,
уменьшение tпр с ростом F происходит в основном из-за изменения условий диффузии неосновных носителей в базе в
результате снижения их времени жизни.
Следует отметить, что основной трудностью для точных расчетов зависимости b(F) является недостаток сведений о значениях D(1/tsФ) и интегрального коэффициента
Kинт. В силу специфики радиационного комплексообразования в приборных структурах и влияния на этот процесс
технологического цикла, использование данных по Kt, Kr
и скорости изменения концентрации носителей заряда при
облучении, полученных на однородных образцах исходных полупроводниковых материалов, требует большой
осторожности [3].
Для оценки величины D(1/tsФ) можно использовать эмпирическое соотношение [3]
æ 1
D çç
è t sF
é1
æ 1
ö
1
1
F
ç
÷÷ = 2pfT ê
ø
êëb F b0 F2 - F1 çè b F2 b F1
æ 1
1
= 2pfT çç
è b F b0
öù
÷ú =
÷ú
øû
ö
÷÷ - K инт F,
ø
где величины F2 и F1 и, соответственно,
(2.14)
1
1
и
выбиb F2
b F1
раются при определении Kинт на линейном участке зависимости 1/b = f(F), где уже не сказываются поверхностные процессы.
Экспериментально показано, что для величины D(1/tsФ)
и, соответственно, для изменения 1/b за счет поверхностных процессов характерным является насыщение, причем
достигаемый при насыщении уровень и скорость его достижения зависят от условий облучения, типа и режима работы транзисторов.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Изменение параметров биполярных приборных структур
77
2.3. Устойчивость радиационных изменений
электрических параметров
полупроводниковых приборов
Непосредственно после облучения наблюдается, как правило, нестабильность параметров ПП и ИС в рабочем диапазоне температур. Поэтому анализ поведения радиационночувствительных параметров облученных приборов при температурах, превышающих предельно допустимый рабочий
диапазон, представляет практический интерес для выбора
предпочтительных режимов стабилизирующего отжига.
Характер отжига радиационных изменений параметров ПП и ИС имеет существенное отличие от отжига радиационных центров в однородных образцах полупроводников [3]. Это определяется рядом причин: наличием в приборных структурах двух и более областей разного типа
проводимости с резкими градиентами концентрации примесей, конструктивно-технологическими особенностями
приборов, влиянием технологического процесса (особенно
высокотемпературных операций) на кинетику накопления
и отжига радиационных центров. В частности, это влияние
перераспределения примесей в приповерхностных слоях
при термическом окислении, изменение состояния кислорода в решетке и др. Указанные причины приводят к более
сложному характеру отжига в приборных структурах и,
как правило, к более высоким предельным температурам
отжига [2, 3].
Из материала, изложенного в предыдущем параграфе,
видно, что при облучении и при отжиге изменения параметров приборов определяются радиационными центрами
в различных областях приборной структуры. Природа,
концентрация и свойства (энергетический спектр, кинетика накопления и отжига и др.) радиационных центров в
различных областях приборных структур различны.
Поэтому термостабильность радиационных изменений
основных параметров приборов будет неодинакова, что создает хорошие предпосылки для управления сочетанием
параметров при отжиге.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
78
Глава 2
Количественно процесс отжига любого радиационночувствительного параметра прибора можно оценивать величиной степени отжига j, получаемой на основе экспериментальных данных [3]. В частности, для параметров b и
Iк0 биполярных транзисторов можно записать:
1
jb =
1
bF
bF
-1
-1
bt
b0
; jIк 0 =
I к0 F - I к0t
,
I к0 F - I к0(0 )
(2.15)
где b0 и Iк0 (0) — значения параметров до облучения; bФ и
Iк0 Ф — значения параметров после облучения; bt и Iк0 t —
значения параметров после некоторого этапа отжига.
В случае кремниевых планарных транзисторов
n–p–n-типа 2Т312 было показано [3], что восстановление b
и Iк0 после облучения при комнатной температуре практически отсутствует. Первая стадия отжига наблюдается в
диапазоне температур от 120 до 140 °С, причем при токе
эмиттера 0,5 мА степень отжига составляет jb = 0,35, а при
токе эмиттера 5 мА — jb = 0,05. Этот факт подтверждает
вывод о том, что при малых уровнях инжекции механизм
снижения b в кремниевых транзисторах при облучении
определяется в основном поверхностными эффектами и рекомбинационными потерями в слое объемного заряда
эмиттерного перехода. Именно в этом диапазоне температур начинается отжиг поверхностных изменений и Е-центров с участием атомов фосфора, концентрация которых
особенно велика в эмиттерной области транзисторов 2Т312
[3]. Вторая стадия отжига наблюдается при температурах
порядка 250 °С, и степень отжига больше при токе эмиттера 5 мА, однако полного восстановления b не наблюдается.
Это позволяет предположить, что на этой стадии начинается отжиг радиационных центров других типов, возможно,
А-центров и дивакансий [3], в области базы и слое объемного заряда эмиттерного перехода. Практически полное
восстановление Iк0 наблюдается уже при температурах
140–180 °С, что совпадает с диапазоном восстановления
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Изменение параметров биполярных приборных структур
79
поверхностных свойств планарных приборов после воздействия ионизирующего излучения.
В случае германиевых транзисторов (типа 1Т311,
1Т313) после облучения наблюдается значительное восстановление b и Iк0 в диапазоне рабочих температур, что
свидетельствует в первую очередь о существенном влиянии состояния поверхности на параметры германиевых
транзисторов при облучении. При температуре 150 °С
происходит полное восстановление Iк0 и наблюдается восстановление b за счет отжига объемных радиационных
центров. Однако, как и в случае кремниевых транзисторов, восстановление b не является полным, так как в объеме
структуры прибора остается часть радиационных центров, имеющих большие энергии активации отжига и стабильных при последующей длительной работе приборов в
диапазоне допустимых по ТУ температур и электрических нагрузок.
При исследованиях восстановления прямого падения
напряжения кремниевых диодов Д214 и Д231 [3], облученных реакторными нейтронами и гамма-квантами, при отжиге в диапазоне температур £ 400 °С были отмечены четыре стадии отжига с возрастанием энергии активации
каждой последующей стадии и отсутствие полного восстановления значения Uпр при температуре 400 °С. В то же
время имеются данные о большей устойчивости в диодных
структурах «глубоких» радиационных центров, ответственных за снижение времени жизни: на облученных
электронами диодных матрицах 2Д911 после отжига при
температуре 220–300 °С при практически полном восстановлении значения Uпр уровень tвосст был в 20 раз ниже исходного (до облучения и отжига) [3].
Рассмотренные данные показывают, что отжиг радиационных изменений параметров ПП и ИС происходит в несколько стадий, и полный отжиг наблюдается при температурах, значительно превышающих рабочие температуры
приборов, что качественно коррелирует с приведенными
данными по отжигу радиационных центров в полупроводниках. Эти данные подтверждают вывод о целесообразнос-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
80
Глава 2
ти применения стабилизирующего отжига приборов после
технологического облучения.
Убедительным доказательством возможности стабилизации радиационных изменений параметров приборов при
применении отжига послужили результаты, полученные
на транзисторах 2Т306 [3]. После облучения быстрыми
электронами с энергией 5 МэВ флюенсом 7•1015 см–2 и отжига при температуре 400 °С в течение 30 мин транзисторы
2Т306 прошли дополнительные испытания на высокотемпературное хранение (+300 °С, 50 ч) и показали высокую
стабильность основных параметров (коэффициента передачи и быстродействия) при последующей длительной работе
в электрическом режиме при температуре +125 °С. Желательный стабильный эффект при этом был достигнут.
Следует отметить, что радиационная обработка в комплексе с отжигом (в том числе в различных газовых средах) может быть использована не только для регулирования параметров приборов с сохранением их стабильности
на уровне текущей продукции, но и для существенного
(в 3–4 раза) повышения стабильности параметров.
Как уже было отмечено, отжиг облученных приборов
может не только использоваться для стабилизации их параметров, но и служить элементом управления сочетанием параметров (например, усилительных и импульсных).
Прогнозировать чисто расчетным путем поведение комплекса параметров приборов после облучения и отжига
весьма затруднительно. Предпочтительный режим отжига
(температура, время, среда) для конкретного типа прибора, исходя из поставленной задачи, может быть выбран из
экспериментальных данных по изохронному и изотермическому отжигу параметров прибора [3].
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Глава 3
Дозовые ионизационные эффекты
в структуре Si/SiO2
Одним из основных элементов современных кремниевых
приборов и интегральных схем является структура
Si/SiO2. Данная структура может выступать в роли одного из активных элементов (например, ПП и ИС, изготовленных по МОП- или КМОП-технологии) или как пассивный элемент (граница раздела пассивирующего оксида с
кремнием — имеется во всех технологических вариантах
изготовления кремниевых ИС и ПП).
Главным свойством структуры Si/SiO2 относительно
радиационной стойкости является накопление зарядов в
диэлектрике и на границе раздела полупроводник-диэлектрик при радиационном облучении. В результате этого
происходит изменение электрофизических характеристик
элементов ИС: изменяется пороговое напряжение МОПтранзисторов, возрастают токи утечки транзисторов в закрытом состоянии, образуются каналы утечки, связывающие различные элементы ИС, и др. Данные эффекты относятся к классу поверхностных радиационных эффектов и
по своей природе являются ионизационными. Первичным
механизмом взаимодействия проникающей радиации с облучаемым веществом здесь является ионизация. Изменение электрофизических характеристик ИС заметно проявляется при относительно небольших дозах — порядка
103–104 рад в зависимости от конструктивно-технологического исполнения ПП и ИС, а в ряде случаев и при меньших
дозах. Вследствие этого зачастую радиационная стойкость
кремниевых ПП и ИС определяется именно поверхностными радиационными эффектами. Объемные радиационные
эффекты проявляются при более высоких значениях погло-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
82
Глава 3
щенной дозы, когда уже произошел отказ из-за поверхностных эффектов.
3.1. Особенности строения структуры Si/SiO2
3.1.1. Особенности строения диоксида кремния
Диоксид кремния может быть получен различными способами, и в зависимости от способа получения он будет
иметь те или иные свойства. При создании МОП-структур
SiO2 обычно получают методом термического окисления
кремния. При этом, как считается, получается аморфный
диоксид кремния, в котором встречаются локальные атомные конфигурации, присущие кристаллическим формам
диоксида кремния. Поэтому вначале необходимо рассмотреть некоторые свойства кристаллических форм SiO2.
Кристаллические формы SiO2. Основными кристаллическими формами SiO2 являются a- и b-кварц, тридимит и
кристобалит. Наиболее вероятной кристаллической формой SiO2 является тридимит, который стабилен при низких давлениях вплоть до температуры 1470 °С [16]. Высокотемпературный кварц при температуре 870 °С переходит
в тридимит, однако благодаря высоким механическим напряжениям, имеющим место при окислении, высокотемпературный кварц и присущие ему конфигурации связей
все-таки будут встречаться в SiO2. Кроме того, следует учитывать возможность присутствия и других кристаллических форм диоксида кремния.
Практически во всех формах SiO2 основной структурной единицей является тетраэдр SiO4, в котором каждый
атом кремния окружен четырьмя атомами кислорода
(рис. 3.1).
Длины связей Si–O меняются от 0,152 до 0,169 нм,
длины связей Si–Si — порядка 0,313 нм, а длины связей
О–О — порядка 0,262 нм. Угол между связями O–Si–O составляет 109,18°. Каждый атом кислорода связан с двумя
атомами кремния. Угол между связями Si–O–Si может меняться от 120 до 180° в зависимости от материала, причем
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
83
Рис. 3.1. Тетраэдр SiO4 — основная структурная единица различных кристаллических форм диоксида кремния [16]
обычно максимум распределения приходится на величину
144° [16].
Аморфный диоксид кремния. В настоящее время наибольшее распространение получили две модели описания
строения аморфного диоксида кремния [16]. В первой модели основной структурной единицей является тетраэдр
SiO4. Эта структурная единица сохраняется по всему объему диоксида кремния, но от тетраэдра к тетраэдру изменяются углы между связями Si–O–Si. В результате сохраняется ближний порядок в строении SiO2, а дальний порядок
отсутствует. Согласно второй модели, SiO2 может состоять
из кристаллитов различных аллотропных форм или какойнибудь одной формы. При малых размерах кристаллитов
обе модели хорошо между собой согласуются.
Обе приведенные выше модели согласуются с имеющимися результатами экспериментальных исследований
структуры и свойств SiO2, и довольно трудно делать однозначный вывод о справедливости только какой-нибудь одной из них. По-видимому «истинная» структура SiO2 охватывает аспекты обеих моделей. В [16] указывается, что в
аморфном SiO2, как и в кристаллических формах, сохраняются расстояния между ближайшими атомами Si–O и
углы между связями Si–O–Si. Кроме того, имеется широкое распределение углов между связями Si–O–Si, но в
пределах 10–20 атомов между этими углами имеется корреляция подобно кристаллическим формам.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
84
Глава 3
Выше описывалась совершенная структура SiO2, т. е.
не содержащая оборванных связей, больших пустот или
примесей. Однако в [16] указывается, что в термическом
SiO2 могут содержаться пустоты размером порядка 1 нм,
причем для их образования не обязательно наличие оборванных связей. Наличие таких пустот может привести к снижению плотности термического SiO2 по сравнению с его
кристаллическими формами. Количество и распределение
пустот определяются условиями роста пленок SiO2. Наличие этих пустот также нужно учитывать при описании
влияния водорода и гидроксильных групп на свойства пленок SiO2.
Дефекты в диоксиде кремния, отвечающие за накопление заряда. Основную роль в накоплении заряда в диоксиде кремния играют точечные парамагнитные дефекты,
которые обычно связываются с наличием оборванных связей в структуре Si/SiO2 [8, 15–17]. Из них наиболее важными
для накопления заряда в диэлектрике являются Е¢-центры.
Как правило, Е¢-центры являются донороподобными центрами, которые могут находиться в нейтральном состоянии или
быть положительно заряженными.
Большинство Е¢-центров характеризуется неспаренным
электроном, локализованным на атоме кремния, который
связан с тремя атомами кислорода. Химическое обозначение для Е¢-центра записывается в виде ­SiºO3 или ·SiºO3.
Поскольку Е¢-центры в любой из своих форм обусловлены
локальным недостатком кислорода или избытком кремния, в структуре Si/SiO2 они будет преимущественно локализованы в областях SiO2, характеризующихся избытком
кремния, т. е. вблизи границы раздела Si/SiO2.
В настоящее время выделяют примерно десять видов
Е¢-центров, которые различаются по наличию или отсутствию дополнительных комплексов +SiºO3 или по наличию дополнительных атомов, главным образом О или Н.
Рассмотрим некоторые наиболее распространенные виды
данных дефектов.
Е¢s-центр представляет собой соединение типа ·SiºO3
[16]. Этот дефект может быть нейтральным или перейти в
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
85
положительно заряженное состояние при потере электрона, превращаясь в +SiºO3. При подаче на структуру
Si/SiO2 отрицательного смещения электроны могут туннелировать с нейтральных образований ·SiºO3 в валентную
зону кремния, что приводит к образованию нестабильных
растянутых положительно заряженных комплексов +SiºO3.
Экспериментально было обнаружено [16], что для этого
требуется энергия, соответствующая уровню дефекта, отстоящему от дна зоны проводимости SiO2 на 5 эВ. После
потери электрона дефект переходит в свою наиболее энергетически выгодную, приблизительно плоскую, конфигурацию. При этом он отдает решетке часть энергии. В результате энергетический уровень дефекта занимает в запрещенной зоне SiO2 положение Ec – 4,5 эВ. Для разрядки
дефекта необходимо подать такое смещение противоположного знака, чтобы совместить потолок валентной зоны
кремния с уровнем дефекта. После разрядки нейтральный
центр вновь перейдет в наиболее энергетически выгодную
выпуклую форму, отдавая решетке часть энергии.
К наиболее распространенным видам Е¢-центра относится Е¢g-центр, структура которого известна наиболее достоверно. Он представляет собой соединение из двух комплексов: O3ºSi· и +SiºO3. Наличие этих дефектов обусловлено тем, что в оксидах с избыточным содержанием
кремния изначально содержатся нестехиометрические
структуры O3ºSi–SiºO3, являющиеся предшественниками
Е¢g-центров. Когда дырка захватывается на вакантное место одного из атомов кремния, центр становится парамагнитным и положительно заряженным. На рис. 3.2 схема-
Рис. 3.2. Схематическое изображение предшественника (а) и
ЭПР-активного состояния (б) Е¢g-центра [13]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
86
Глава 3
тично изображен предшественник Е¢g-центра и его ЭПР-активное состояние [13]. В термических оксидах предшествующие состояния присутствуют до облучения. Обычно в
наибольшей концентрации они наблюдаются вблизи границы Si/SiO2 вследствие несоответствия решеток кремниевой подложки и оксида или вследствие диффузии кислорода из оксида в кремний.
Энергетические уровни Е¢g-центров практически совпадают с уровнями Е¢s-центров, несмотря на то что Е¢s-центр в
состоянии с наименьшей энергией имеет оборванную орбиталь, а Е¢g-центр разорван поперек связи Si–Si [16].
Связи Si–Si, являющиеся предшественниками для
Е¢g-центров, могут образовываться в силу разных причин.
Если вакансия кислорода образовалась в результате смещения или ионизации в SiO2, то расстояние между атомами кремния в связи Si–Si будет составлять 0,31 нм [16].
Если же вакансия является результатом недостатка кислорода в процессе получения SiO2 или избытка кремния (например, вследствие имплантации его в SiO2), то расстояние
Si–Si будет составлять 0,25 нм. С ростом расстояния уменьшается прочность связи. В результате энергетические
уровни дефектов занимают в запрещенной зоне SiO2 различные положения: Ec–5,9 эВ для «длинной» связи и
Ec–7,7 эВ для «короткой». При этом данные дефекты будут различаться по способности перезаряжаться.
Кроме того, в облученных термических оксидах определены еще три типа Е¢-центров: Е¢d-центры и диполи Е¢74-G
и Е¢10.4-G [13]. Е¢d-центр, скорее всего, является результатом
захвата дырки комплексом междоузельный кремний/кислородная вакансия. Подобно Е¢g-центру, Е¢d-центр имеет
положительное парамагнитное зарядовое состояние. Диполи Е¢74-G и Е¢10.4-G — это Е¢-центры, связанные с водородом [13]. Структура диполя Е¢74-G была определена как неспаренный спин атома кремния, связанного с двумя атомами кислорода и одним атомом водорода. Химическая
формула для него записывается в виде H–Si=O2· +SiºO3. Он
имеет положительно заряженное парамагнитное состояние. Чтобы наблюдать диполи Е¢74-G, необходимо облучать
термические оксиды до очень больших уровней (~108 рад)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
87
или обрабатывать их водородом после облучения. Структура диполей Е¢10.4-G до сих пор остается неясной. Их предшественником считается атом кремния с оборванной орбиталью, связанный с двумя атомами кислорода и одной гидроксильной группой [13].
Впервые корреляция между количеством Е¢-центров и
величиной радиационно-индуцированного положительного заряда (заряда, накопленного в оксиде) для некоторых
термических оксидов была показана Ленаханом и Дрессендорфером. Они провели серию экспериментов по измерению ЭПР-спектров и вольт-фарадных характеристик (ВФХ)
МОП-структур с использованием термического отжига и
стравливания. При этом наблюдалась корреляция приблизительно один к одному между положительным зарядом и
числом Е¢-центров как при облучении, так и при отжиге.
Данная корреляция в зависимости от дозы изображена на
рис. 3.3 [13].
Здесь показаны дозовые зависимости количества
Е¢-центров, приходящихся на единицу площади затвора,
измеренного с помощью ЭПР, и величины DVmgCox/q, измеренной на МОП-конденсаторах (DVmg — сдвиг напряжения
середины зоны; Cox — емкость оксида; q — заряд электрона). Если предположить, что при напряжении середи-
Рис. 3.3. Рост числа Е¢-центров и захваченного оксидом заряда
(аппроксимируется выражением DVmgCox / q) по мере накопления дозы [13]: ˜ — концентрация E’-центров; p — величина
DVmgCox / q
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
88
Глава 3
ны зоны заряд поверхностных ловушек нейтрален, а накопленный оксидом заряд локализован очень близко к границе Si/SiO2, то величина DVmgCox/q приблизительно
равна поверхностной концентрации заряженных центров,
определяющих накопленный в оксиде заряд. Из рис. 3.3
видно, что по мере накопления дозы количества Е¢-центров
и концентрация накопленного заряда практически совпадают. С помощью экспериментов по стравливанию было
обнаружено, что пространственные распределения в оксиде числа Е¢-центров и накопленного заряда практически
совпадают. Было определено, что большая часть Е¢-центров и накопленного в оксиде заряда локализована вблизи
границы Si/SiO2 (в пределах 10 нм для 1100-нанометрового
толстого оксида). Дополнительные исследования показали, что путем селективного введения в оксид электронов и
дырок с помощью ультрафиолетового облучения можно
изменить знак заряда Е¢-центра (а также накопленного положительного заряда в оксиде).
Следует отметить, что корреляция между числом
Е¢-центров и накопленным зарядом наблюдается не во всех
оксидах. В последних исследованиях толстых захороненных (скрытых) оксидов КНИ-структур и термически выращенных подзатворных оксидов возник ряд вопросов по поводу общей корреляции между числом Е¢-центров и зарядом, накопленным в оксиде. Работы, выполненные на
SIMOX, BESOI и термически выращенных оксидах [13],
показали отсутствие корреляции между числом Е¢-центров
и накопленным в оксиде зарядом. Это особенно сбивает с
толку в случае BESOI-материалов, которые представляют
собой два «склеенных» термически выращенных оксида.
Следовало ожидать, что в BESOI-материалах будут наблюдаться те же спектроскопические свойства, что и в стандартных термически выращенных подзатворных оксидах,
за исключением области вблизи границы склеивания.
3.1.2. Особенности строения границы раздела Si/SiO2
Структура границы раздела. Схематично строение границы раздела Si/SiO2 представлено на рис. 3.4. По мере
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
89
Рис. 3.4. Схематическое изображение строения границы раздела Si/SiO2 [17]
приближения со стороны кремния к границе раздела
Si/SiO2 кристаллическая структура нарушается, и вблизи
границы раздела она может сильно отличаться от объемной: в пределах нескольких атомных слоев образуется
слой разупорядоченного кремния. Этот слой является
структурно неоднородным: в верхней части он аморфизирован, ниже — поликристаллический, далее приближается к монокристаллическому. В результате область приграничного кремния будет характеризоваться большими
механическими напряжениями и высокой концентрацией активных центров [8, 15–17]. Наличие разупорядоченного слоя кремния обусловлено процессом окисления.
Разрыв связей Si–Si и образование более прочных связей
Si–O сопровождаются выделением энергии. Вблизи поверхностных дефектов и атомов примеси окисление происходит более интенсивно, и выделяемая при этом энергия
может почти в два раза превосходить энергию образования точечного дефекта в кремнии. Это приводит к локальной генерации большого числа структурных дефектов
(обычно дефектов упаковки) в области кремния, граничащей с фронтом окисления [17].
Для описания дефектообразования при окислении в
этой области можно использовать следующую модель.
В процессе окисления в структуре Si/SiO2 возникают механические напряжения, и внутри кремния идет накопление
и перестройка кремне-кислородных кластеров. Физичес-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
90
Глава 3
кая природа образующихся дефектов может быть связана с
протеканием двух конкурирующих высокотемпературных
процессов: генерации вакансий в переходном слое со стороны кремния за счет диффузии атомов кремния в SiO2 и генерации междоузельных атомов кремния в подложке, обусловленной перенасыщением SiO2 кремнием и обратной
его диффузией в подложку.
Далее следует переходная область SiOx, в которой свойства меняются от присущих кремнию до присущих диоксиду кремния. В [17] указывается, что состав этой области
может меняться по схеме
Si ® Si2O ® Si2O3 ® SiO2.
Изменение стехиометрии здесь обусловлено или недостатком кислорода, или избытком кремния. От свойств этой
области во многом будут зависеть электрофизические параметры МОП-приборов, так как здесь могут накапливаться электрически активные дефекты. Толщина этой области сравнительно небольшая, порядка 0,2–0,3 нм [16], хотя в
некоторых работах указывается, что она может доходить
до нескольких нанометров. Переходная область SiOx содержит порядка 1015 см–2 атомов кремния, связанных в конфигурациях SiOx.
Область приграничного Si также характеризуется
большими механическими напряжениями и высокой
концентрацией электрически активных дефектов. В результате большая часть встроенного положительного заряда, который образуется в SiO2 при окислении и при облучении, сосредоточена именно в этой области [15]. Граница области с переходным слоем условно проводится на
таком расстоянии от полупроводника, что обменом носителями заряда с кремнием посредством туннелирования
можно пренебречь.
Объем SiO2 характеризуется свойствами, описанными
выше (см. п. 3.1.1), однако в МОП-структурах вблизи границы с электродом затвора структура диоксида кремния
может отличаться от объемной. Химический состав SiO2 в
этой области постоянен, концентрация дефектов макси-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
91
мальна вблизи области приграничного SiO2, а энергетические уровни электрически активных центров дискретны [15].
Дефекты на границе раздела Si/SiO2, отвечающие за
накопление заряда. Заряд, накопленный на границе раздела кремний–диэлектрик, принято характеризовать плотностью поверхностных состояний (ПС). Основным видом
точечных электрически активных дефектов на границе
раздела Si/SiO2, отвечающих за величину плотности ПС,
является Pb-центр [8, 13, 16]. Он может быть представлен
как атом кремния на границе, связанный с тремя другими
атомами кремния и имеющий одну оборванную связь. Химическое обозначение Pb-центра записывается в виде
·SiºSi .
3
На поверхности кремния (111) оборванная связь ориентирована перпендикулярно границе (Pb-центры с оборванными связями, ориентированными под другими углами,
были обнаружены только на специально изготовленных
образцах). Кроме того, Pb-центр располагается в пределах
одного атомного слоя от границы в сторону Si или SiO2.
На поверхности (110) оборванные связи Pb-центра ориентированы вдоль двух тетраэдрических направлений
[111], причем оборванных связей, лежащих в плоскости
границы, обнаружено не было [16].
Наиболее сложную структуру Pb-центры имеют на поверхности кремния (100). Здесь было идентифицировано
два различных типа Pb-центров, каждый из которых может иметь оборванные связи, ориентированные в двух направлениях. Первый вид — Pb0-центр, представляющий
собой соединение ·SiºSi3, оборванная связь которого может
быть ориентирована вдоль двух направлений [111]. Второй
вид — Pb1-центр, представляющий собой частично окисленное соединение ·SiºSi2O с оборванной связью, ориентированной в тех же направлениях [16].
Во многих работах указывается, что величина плотности ПС, определенная, например, по результатам измерения ВФХ, коррелирует с плотностью Pb-центров в пределах погрешности, равной коэффициенту 2. Остальные ло-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
92
Глава 3
вушки, возможно, представляют собой напряженные
связи, углы и длины которых немного отличаются от присущих неповрежденному кремнию, что приводит к разбросу по энергии. Но, в отличие от этих ловушек, Pb-центры
наблюдались даже в образцах с очень низкой плотностью
ПС [16]. Обычно энергетическое распределение Pb-центров
имеет пик в середине запрещенной зоны и спадает по мере
приближения к зоне проводимости или валентной зоне
[13]. Это распределение согласуется с предположением о
том, что в середине запрещенной зоны ПС парамагнитны
или нейтральны. В верхней части запрещенной зоны ПС
акцептороподобны (могут принять электроны), отрицательно заряжены и содержат два электрона, причем Pb-центры — диамагнитные. В нижней части запрещенной зоны
ПС донороподобны (могут отдавать электроны), положительно заряжены, не содержат электронов и диамагнитны.
В середине зоны ПС нейтральны, содержат один электрон
и парамагнитны. Следует, однако, отметить, что далеко не
всегда пик распределения плотности Pb-центров приходится на середину запрещенной зоны кремния. В частности,
в [16] указывается, что максимальная плотность приходится на энергетические уровни Ev + 0,38 эВ и Ev + 0,8 эВ.
Расчеты, проведенные с помощью метода молекулярных орбиталей, показали, что Pb-центр, подобно Е¢-центру,
имеет пространственную конфигурацию в виде тетраэдра,
однако в данном случае тетраэдр не такой выпуклый, как
это присуще Е¢-центру [16].
3.1.3. Влияние водорода и водородсодержащих
соединений на свойства структуры Si/SiO2
Водород, протоны и соединения ОН (гидроксильные группы) оказывают значительное влияние на свойства структуры Si/SiO2 [8, 16]. В термически выращенном диоксиде
кремния, даже в случае окисления в сухом кислороде,
всегда содержится водород в достаточно больших количествах (концентрация водорода может доходить до
1018 см–3). Водород попадает в SiO2 или непосредственно
из среды, в которой проводится окисление, или за счет
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
93
диффузии из кремниевой подложки [15]. Большая часть
водорода и гидроксильных групп в термическом диоксиде кремния находится в связанном состоянии в виде соединений типа O3ºSi–OH или O3ºSi–H. Если два соединения O3ºSi–OH находятся рядом, то образуется так называемая молекула «химически сорбированной» воды [16].
При нагреве от 100 до 500 °С молекула химически сорбированной воды высвобождается, а остаточный атом кислорода своей оборванной связью соединяется с атомом
кремния, от которого оторвалась группа ОН. В результате
образуется свободная молекула воды и соединение типа
O2=Si=O2=Si=O2.
Если в диоксиде кремния имеется избыточная молекулярная вода, то она может присоединиться к изолированным или смежным соединениям O3ºSi–OH, образуя так называемую «физически сорбированную» воду [16]. Такая
вода легко высвобождается при температуре порядка
100 °С. Кроме того, в [16] указывается, что второй ряд молекул H2O, адсорбированный на первый физически сорбированный ряд, имеет большую энергию связи. Таким образом, возможно образование кластеров из молекул воды.
Образование и высвобождение молекул химически и
физически сорбированной воды проиллюстрировано на
рис. 3.5 [16].
Изолированные соединения O3ºSi–OH устойчивы
при температурах вплоть до 1200 К, а при больших температурах они распадаются с образованием атомарного водорода:
O3ºSi–OH ® O3ºSi–O· + Н.
(3.1)
В качестве механизма диффузии можно предложить
следующий [16]. Свободная молекула воды вступает в реакцию
H2O + ºSi–O–Siº ® ºSi–OH…HO–Siº
(3.2)
с образованием химически сорбированной воды. Далее
миграция воды происходит посредством последовательных перескоков фрагментов соединений O3ºSi–OH. Коэф-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
94
Глава 3
Рис. 3.5. Водородные примеси в аморфном диоксиде кремния:
а — молекула физически сорбированной воды, присоединенная к двум смежным соединениям ºSi–OH; б — молекула химически сорбированной воды; в — высвобождение молекулы химически сорбированной воды с образованием соединения
Si=O2=Si; г — молекула физически сорбированной воды, присоединенная к изолированному соединению ºSi–OH; ˜ — атом Si;
š — атом О
фициент диффузии D для такого процесса описывается
выражением [16]
æ 0,76 ö
D = 4 × 107 expç ÷.
è kT ø
(3.3)
Данный механизм хорошо подходит для описания высокотемпературной диффузии молекул воды в тонких
пленках термического SiO2. Однако даже при температуре
менее 100 °С вода достаточно хорошо проникает в тонкие
пленки диоксида кремния. Например, водяной пар при
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
95
температуре 60 °С всего за 10 мин образует в оксиде толщиной 90 нм вблизи границы Si/SiO2 обогащенную водородом
область толщиной порядка 10 нм с поверхностной плотностью водорода порядка 3 · 1012 см–2 [16]. Исследования диффузии воды при таких температурах показали, что энергия активации этого процесса составляет порядка 0,3 эВ.
Столь малое значение энергии активации говорит о том,
что механизм диффузии воды отличен от описанного
выше. Возможно, здесь оказывают влияние имеющиеся в
оксиде микропоры, по которым диффундирующие соединения могут быстро проникать на достаточную глубину.
В ряде исследований было обнаружено, что при нагреве структуры Si/SiO2 до температуры порядка 300–400 °С
и/или подаче отрицательного электрического поля напряженностью порядка нескольких мегавольт на сантиметр
происходит увеличение плотности ПС и фиксированного
заряда в оксиде. Данное явление приписывается влиянию
водородных соединений [16]. Считается, что присутствующие в оксиде соединения ºSi–H вступают в реакцию с водородными соединениями и дырками с образованием Pb-центров или Е¢-центров, т. е. идет реакция
ºSi–H + A +h+ ® ºSi· + AH+,
(3.4)
где А — это некоторое водородное соединение, h+ — дырка.
При подаче отрицательного электрического поля дырки будут стягиваться к границе раздела Si/SiO2. Поскольку там сосредоточена большая часть всех дефектов, в том
числе и соединений ºSi–H, протекание реакции (3.4) будет
облегчаться. Для скорости реакции (3.4) можно записать
выражение
d[AH+]/dt = d[ºSi·]/dt =
= kf[ºSiH][A][h+] – kr[ºSi·][AH+],
(3.5)
где kf и kr — константы скоростей прямой и обратной реакций соответственно, которые увеличиваются с температурой по закону Аррениуса.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
96
Глава 3
Чаще всего в роли соединения А выступает Н2О. В этом
случае обратной реакцией можно пренебречь [16]. Тогда
реакция (3.4) запишется в виде
ºSi–H + H2O +h+ ® ºSi· + H3O+.
(3.6)
Механизм генерации заряда вблизи границы Si/SiO2
под действием молекул воды можно описать следующим
образом [16]. Молекула Н2О располагается вблизи соединения ºSi–H. Под действием электрического поля она ориентируется атомом кислорода к атому водорода данного соединения. Этот атом водорода захватывается молекулой
воды с образованием соединения Н3О+, которое удаляется
от границы электрическим полем, а на границе остается
электрически активный центр ºSi·. Таким образом, происходит рост плотности ПС и заряда диэлектрика.
3.2. Методы исследований заряда в оксиде
и плотности поверхностных состояний
Существуют различные электрические методы исследования заряда в оксиде и плотности поверхностных состояний в структурах Si/SiO2. Наиболее распространенными
являются методы, основанные на измерении ВФХ, подпороговых вольт-амперных характеристик (ВАХ), надпороговых ВАХ, а также метод накачки заряда. Как правило,
исследования проводятся на тестовых структурах, представляющих собой МОП-конденсаторы или МОП-транзисторы. Также исследования могут проводиться на отдельных транзисторах и конденсаторах, входящих в состав
ИС, если данные элементы возможно «выделить» путем
соответствующей коммутации выводов ИС. Обычно эта
возможность имеется в относительно простых ИС, таких
как простейшая логика.
3.2.1. Метод вольт фарадных характеристик
Данный метод обычно реализуется применительно к МОПконденсаторам. При этом могут измеряться как низкочастотные, так и высокочастотные ВФХ. На рис. 3.6
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
97
Рис. 3.6. Типичные ВФХ, измеренные на МОП-конденсаторах с
n-подложкой до облучения и спустя 2,2 с после воздействия
импульса ионизирующего излучения дозой 1 Мрад(Si) [13]
показан типичный вид высокочастотных ВФХ, измеренных до и после радиационного облучения [13]. Исследовался конденсатор с подложкой n-типа проводимости
и толщиной диэлектрика 48 нм. Измерения проводились
до облучения и спустя 2,2 с после облучения дозой
1 Мрад(Si). ВФХ измерялись на синусоидальном сигнале
с частотой 1 МГц, наложенном на линейный сигнал с наклоном 10 В/с. На этих кривых обозначены емкости
плоских зон (Cfb), середины зоны (Cmg) и инверсии (Cinv).
Эти точки определяются для величины поверхностного
потенциала, равной 0 В, jB и 2jB соответственно. Здесь
jB — объемный потенциал, равный
jB =
kT æ ND
lnçç
q
è ni
ö
÷÷,
ø
(3.7)
где q — заряд электрона; k — константа Больцмана; Т —
абсолютная температура; ND и ni — концентрация легирующей примеси и собственная концентрация в подложке соответственно.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
98
Глава 3
Если предположить, что вблизи середины запрещенной
зоны поверхностные ловушки приблизительно зарядовонейтральны [8, 13, 15–17], то сдвиг напряжения середины
зоны на ВФХ в результате облучения равен сдвигу порогового напряжения DVot, обусловленному зарядом, встроенным в оксиде. Таким образом, измерения ВФХ позволяют
определить в чистом виде величину накопленного в оксиде
заряда. Количество ПС можно оценить из наклона ВФХ.
Например, число поверхностных ловушек до и после облучения в интервале между точками плоских зон и середины
зоны можно определить из разности напряжений плоских
зон и середины зоны. Аналогично, число поверхностных
ловушек до и после облучения в интервале от середины
зоны до инверсии можно определить из разности напряжений середины зоны и инверсии. Если обозначить сдвиг порогового напряжения, обусловленный ПС, как DVit, то число поверхностных ловушек DDit будет определяться выражением
DDit =
C0 DVit
,
q
(3.8)
где C0 — удельная емкость оксида (емкость на единицу
площади).
Для ВФХ, измеренных на n-подложке, как показано
на рис. 3.6, изменение наклона в диапазоне от середины
зоны до инверсии дает число радиационно-индуцированных ПС в нижней части запрещенной зоны кремния, соответствующее числу ПС вблизи порога для p-канального
транзистора. Соответственно, для ВФХ, измеренных на
р-подложке, изменение наклона в диапазоне от середины
зоны до инверсии определяет число радиационно-индуцированных ПС в верхней части запрещенной зоны кремния,
соответствующее числу ПС вблизи порога для n-канального транзистора. Сдвиг напряжения плоских зон содержит в
себе вклады зарядов как на поверхностных ловушках, так
и в оксиде. Однако в пределах короткого времени после импульса радиации встраивание поверхностных ловушек может быть незначительным. Поэтому часто напряжение
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
99
плоских зон определяется количеством дырок в оксиде —
как переносимых через оксид, так и захваченных дефектами вблизи границы Si/SiO2. При напряжении плоских зон
постоянная времени мала, что делает возможными высокоскоростные измерения ВФХ вблизи напряжения плоских зон. Таким образом, измерение сдвига напряжения
плоских зон является хорошим методом исследования переноса дырок и эффектов их захвата в пределах малого времени после воздействия радиационного импульса.
Описанный выше подход позволяет проводить быстрые оценки интегральных значений заряда диэлектрика
и плотности ПС. Однако с помощью метода ВФХ можно
также исследовать энергетическое распределение плотности ПС по запрещенной зоне кремния. Плотность ПС при
этом вычисляется по формуле [18]
é
C0 êæç ¶j s
Dit (j s ) =
q2 êçè ¶V g
ë
ö
÷
÷
ø
-1
ù
CD (j s ) ú
,
-1 C0 ú
û
(3.9)
где C0 = eoxe0/tox — удельная емкость диэлектрика (оксида);
eox — относительная диэлектрическая проницаемость оксида; e0 — диэлектрическая постоянная; tox — толщина оксида; js — поверхностный потенциал; Vg — напряжение на
затворе; CD(js) — удельная дифференциальная емкость области пространственного заряда (ОПЗ) полупроводника,
определяемая поверхностным потенциалом.
Алгоритм расчета следующий. Для каждого измеренного значения емкости МОП-конденсатора, зная величину
С0, можно определить значение CD, а из него — величину
поверхностного потенциала js (связь между CD и js известна из курса физики полупроводниковых приборов, см., например, [18]). Таким образом, получается зависимость
js(Vg). Далее путем численного дифференцирования для
каждого значения js находится производная, стоящая в
(3.9), после чего вычисляется значение Dit(js). Полученная
зависимость Dit(js) по сути дела представляет собой искомое распределение ПС по запрещенной зоне кремния —
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
100
Глава 3
нужно перейти от величины поверхностного потенциала к
положению уровня Ферми на поверхности кремния.
3.2.2. Метод подпороговых вольт амперных
характеристик
Данный метод применяется при исследовании МОП-транзисторов. Подпороговая ВАХ — это сток-затворная ВАХ
в области слабой инверсии. Известно, что в области слабой инверсии, т. е. когда напряжение на затворе меньше
порогового, ток стока не равен нулю, а экспоненциально
спадает с уменьшением напряжения затвора. Этот ток называют подпороговым. На рис. 3.7 показаны изгибы энергетических зон вблизи поверхности кремния для двух состояний, ограничивающих область слабой инверсии: состояния начала инверсии и состояния начала сильной
инверсии.
Как видно из рис. 3.7, величина поверхностного потенциала в области слабой инверсии лежит в диапазоне
jB £ js £ 2jB, где jB определяется энергетическим зазором
между уровнем Ферми и серединой запрещенной зоны в объеме полупроводника и вычисляется по формуле (3.7).
Если напряжение на стоке в несколько раз превышает
величину jТ = kT/q, то подпороговый ток стока Id транзистора можно приблизительно вычислить по формуле [8, 17]
Id =
qDWni2 LD
2Lc N sub
(bj s ) -1 2 ebj s ,
(3.10)
Рис. 3.7. Энергетические диаграммы для поверхности кремния
в МОП-структуре с подложкой n-типа проводимости: а — состояние начала инверсии; б — состояние начала сильной инверсии
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
101
где D — коэффициент диффузии носителей; W, Lc — ширина и длина канала; Nsub — концентрация основных носителей в объеме полупроводниковой подложки (концентрация атомов основной легирующей примеси); LD —
длина Дебая для примесного полупроводника; b = q/kT.
Поскольку экспонента гораздо более сильная зависимость, чем степенная функция, из выражения (3.10) следует, что подпороговая ВАХ, построенная в координатах
lgId = f(Vg), будет представлять собой прямую, наклон которой определяется плотностью ПС. В структурах с малыми значениями Dit наклон ВАХ определяется также флуктуациями поверхностного потенциала.
Таким образом, по измеренной подпороговой ВАХ
можно рассчитать плотность ПС для диапазона значений
поверхностного потенциала, соответствующего области
слабой инверсии. Расчет проводится следующим образом.
Измеренная подпороговая ВАХ, построенная в полулогарифмическом масштабе, аппроксимируется линейной
функцией
lgId = a0Vg + a1,
(3.11)
где а0, а1 — коэффициенты аппроксимации.
Далее для различных значений поверхностного потенциала из диапазона jB £ js £ 2jB по формуле (3.10)
определяются соответствующие значения тока стока, после чего по формуле (3.11) находятся соответствующие
значения напряжения затвора. Таким образом, по измеренной подпороговой ВАХ восстанавливается зависимость js(Vg). Для каждого значения js путем численного
дифференцирования находится производная, стоящая в
(3.9), после чего вычисляется значение Dit(js). Распределение Dit(js) с помощью данного метода может быть получено только для небольшого участка запрещенной зоны,
соответствующего значениям поверхностного потенциала
jB £ js £ 2jB.
Для убыстрения процедуры оценки динамики образования ПС при внешних воздействиях часто определяют изменение напряжения на затворе DVg, приводящее к изме-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
102
Глава 3
нению тока стока на один порядок (в 10 раз). В этом случае
для плотности ПС можно записать
Dit (j s ) =
C (j ) ö
C0 æ DV g
ç
- 1 - s s ÷.
ç
C0 ÷ø
q2 è 2,3jT
Зная плотность поверхностных состояний и величину
порогового напряжения Vth, можно вычислить заряд диэлектрика Qot, используя соотношение [18]
Vth = jms + 2jB -
Qot + Qit + Qs
,
C0
(3.12)
где jms — разность работ выхода (в вольтах) электрона из
металла затвора и полупроводника; Qot, Qit и Qs — удельные заряды диэлектрика, поверхностных состояний и
ОПЗ полупроводника соответственно.
Величина Qit определяется по формуле
2j B
Qit = q2
ò Dit (js )djs ,
(3.13)
jB
а величина Qs, определяемая поверхностным потенциалом,
может быть приблизительно рассчитана по формуле
Qs = 2e s e 0 qN sub j s ,
(3.14)
где es — относительная диэлектрическая проницаемость
полупроводника.
Заряд диэлектрика, накопленный при радиационном
облучении, как и в методе ВФХ, можно непосредственно
оценить по сдвигу напряжения середины зоны, т. е. напряжения начала инверсии. Для этого вначале с помощью
(3.10) нужно рассчитать ток, соответствующий значению
js = jB, а затем с помощью (3.11) найти соответствующее
значение напряжения середины зоны Vmg. На рис. 3.8 показаны ВАХ для n-канальных транзисторов до и после облучения дозой 500 крад(Si) [1]. ВАХ измерялись при линейном изменении напряжения на затворе в диапазоне от
–1,5 до 2 В со скоростью ~4 В/с и при напряжении на стоке
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
103
Рис. 3.8. ВАХ n-канальных МОП-транзисторов до и после облучения дозой 500 крад(Si) [13]
5 В, т. е. в области насыщения. На ВАХ обозначены точки,
соответствующие порогу и режиму середины зоны.
Напряжение середины зоны определяется путем вычисления тока середины зоны и экстраполяции ВАХ до
данного значения тока середины зоны. Аналогично методу
высокочастотных ВФХ, сдвиг порогового напряжения DVot,
обусловленный зарядом в оксиде, определяется по сдвигу
ВАХ после облучения вдоль оси напряжений для точки,
соответствующей режиму середины зоны, т. е. DVot = DVmg.
Общий сдвиг порогового напряжения DVth определяется
смещением ВАХ после облучения в точке, соответствующей пороговому напряжению. Сдвиг порогового напряжения DVit, обусловленный зарядом на поверхностных ловушках, определяется из наклона ВАХ, т. е. разностью
между сдвигом порогового напряжения после облучения и
сдвигом напряжения середины зоны после облучения, т. е.
DVit = DVth – DVot.
3.2.3. Методы, основанные на измерении надпороговой
вольт амперной характеристики транзисторов
Существуют некоторые методики измерений, используемые для того, чтобы электрически охарактеризовать радиационно-индуцированные дефекты в МОП-транзисто-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
104
Глава 3
рах. Пороговое напряжение можно определить с помощью измерения ВАХ как в линейной области (малое
напряжение на стоке), так и в области насыщения (большое напряжение на стоке). При малых напряжениях на
стоке (Vd = Vg – Vth) ток стока в линейной области Id
определяется выражением [13, 18]
Id =
mC0 W
(V g - Vth )V d ,
Lc
(3.15)
где m — подвижность носителей; W — ширина канала;
Lc — длина канала; Vg — напряжение затвор—исток;
Vd — напряжение сток—исток; Vth — пороговое напряжение.
Таким образом, пороговое напряжение можно определить по пересечению графика зависимости Id(Vg) с осью напряжений. Следует отметить, что пороговое напряжение,
определенное из (3.15), не равно напряжению инверсии
конденсатора, соответствующему поверхностному потенциалу, равному 2jB [13]. Подвижность носителей можно
определить по наклону данного участка ВАХ.
Ток стока в области насыщения описывается выражением [13, 18]
mW
(3.16)
Id @
mC0 (V g - Vth )2 ,
Lc
где m — постоянная, зависящая от уровня легирования и
приблизительно равная 1/2 при низких уровнях легирования.
В области насыщения пороговое напряжение может
быть определено по пересечению графика зависимости
квадратного корня из тока стока от напряжения на затворе
с осью напряжений.
3.2.4. Метод накачки заряда
Метод накачки заряда — это очень чувствительный метод, который может быть применен при измерениях
очень малых изменений плотности поверхностных ловушек DDit [13]. Данный метод значительно более чувстви-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
105
телен, чем любой другой электрический метод определения зарядов в МОП-структурах. Он может использоваться для проведения быстрых (< 1 с) измерений. Однако
напрямую метод накачки заряда не позволяет определить
ни DDit, ни DVit: оба этих параметра выводятся из тока
накачки заряда. Кроме того, сам по себе метод накачки
заряда не пригоден для точных и прямых измерений величины DVot [13].
Если непрерывно переключать транзистор из режима
инверсии в режим аккумуляции и обратно, подавая между затвором и подложкой импульсное напряжение, то в
подложке будет протекать ток накачки заряда. Этот ток
является результатом захвата и испускания основных и
неосновных носителей ловушками, расположенными на
границе Si/SiO2. Для треугольной формы сигнала напряжения накачки заряда ток накачки заряда Icp связан со
средней плотностью поверхностных ловушек Dit соотношением [13]
é æ
I cp @ 2qDit fAkT êlnç vt ni s n s p
êë çè
ö
V - Vth
÷ + ln fb
÷
2 DV g f
ø
ù
ú,
úû
(3.17)
где А — площадь транзистора; vt — тепловая скорость
носителей; ni — собственная концентрация носителей; sn
и sp — сечения захвата электронов и дырок; Vfb — напряжение плоских зон; f и DVg — частота и амплитуда измерительного сигнала соответственно.
Из (3.17) видно, что сигнал накачки заряда приблизительно линейно возрастает с частотой напряжения накачки заряда, поэтому для повышения соотношения сигнал/
шум измерения по методу накачки заряда часто проводятся на высокой частоте. На рис. 3.9 [13] приведены примеры
кривых накачки заряда, измеренных до и после облучения
p-канальных транзисторов дозой 3 Мрад(SiO2) с подачей
треугольного сигнала напряжения, наложенного на постоянное смещение Voffset.
Для точного вычисления Dit нужно знать зависимость
эффективного сечения поверхностных ловушек от дозы.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
106
Глава 3
Рис. 3.9. Ток накачки заряда в МОП-транзисторе до и после облучения дозой 3 Мрад(SiO2)
К тому же, из-за неопределенности, вызванной геометрическими составляющими тока накачки заряда (например,
рекомбинация в объеме вместо поверхности), возникает
ряд вопросов по поводу точности вычисления Dit из тока
накачки заряда в некоторых приборах. Кроме того, при
определении DVit через DDit, появляется неопределенность:
какая часть запрещенной зоны дает вклад в ток накачки
заряда [1]. Тем не менее метод накачки заряда — это очень
полезный инструмент для исследования встраивания поверхностных ловушек в МОП-транзисторах.
3.3. Накопление и релаксация зарядов
в структуре Si/SiO2 при радиационном
облучении и отжиге
3.3.1. Общее описание процессов накопления заряда
в структурах Si/SiO2 при радиационном облучении
Основными эффектами, возникающими в МОП-структурах в результате воздействия ионизирующего излучения,
являются накопление положительного заряда в объеме
диэлектрика и рост плотности ПС на границе раздела
полупроводник—диэлектрик. При облучении МОП-тран-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
107
зистора высокоэнергетическим ИИ равномерно по всему
оксиду образуются электронно-дырочные пары, генерация
которых определяет практически все дозовые эффекты.
Генерированные носители вызывают встраивание заряда
в диэлектрике и на границе раздела полупроводник—диэлектрик, что приводит к деградации ПП и ИС.
Качественно процесс генерации положительного заряда в диэлектрике можно описать с помощью ионизационной модели [3, 8, 13, 15–17]. Согласно этой модели, при облучении в объеме SiO2 генерируются электронно-дырочные пары. Часть из них рекомбинирует, а оставшиеся
пары разделяются. Подвижность электронов во много раз
больше подвижности дырок, поэтому электроны быстро
покидают диэлектрик, а дырки могут захватываться на
имеющиеся в нем ловушки, заряжая их положительно.
В ряде отечественных работ изучалось влияние различных видов ИИ на заряд структуры Si/SiO2 в зависимости от способа выращивания диоксида кремния, типа подложки и условий обработки. В результате была предложена «двухслойная» модель образования заряда, которая
также учитывает образование заряженных центров в приповерхностной области полупроводника [3]. Поскольку
при радиационной обработке наблюдается компенсация
проводимости n- и р-кремния, то можно считать, что в приповерхностной области n-кремния преимущественно вводятся акцепторные центры, в р-кремнии — донорные.
В результате знак и величина общего заряда структуры
Si/SiO2 будут определяться в случае р-кремния суммой зарядов в оксиде и в приповерхностной области полупроводника, а в случае n-кремния — их разностью.
Механизм деградации прибора проиллюстрирован на
рис. 3.10 [13]. Здесь показана зонная диаграмма МОПструктуры для конденсатора с р-подложкой при подаче положительного смещения на затвор.
Сразу после образования электронно-дырочных пар
большинство электронов быстро дрейфует (в течение пикосекунд) по направлению к затвору, а дырки дрейфуют по
направлению к границе Si/SiO2. Однако часть электронов
успевает прорекомбинировать с дырками. Та часть элек-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
108
Глава 3
Рис. 3.10. Зонная диаграмма МОП-конденсатора с положительным смещением на затворе, иллюстрирующая основные процессы радиационно-индуцированной генерации заряда
тронно-дырочных пар, которая избежала рекомбинации,
называется электронно-дырочным выходом (выходом
электронно-дырочных пар). Дырки, избежавшие «начальной» рекомбинации, перемещаются по оксиду в направлении границы Si/SiO2, перескакивая по локализованным в
оксиде состояниям. При подходе к границе часть дырок захватывается, образуя положительный встроенный заряд
оксида. При «перескакивании» дырок по оксиду или при
их захвате вблизи границы Si/SiO2 легко высвобождаются
ионы водорода (протоны). Эти ионы могут дрейфовать в направлении границы Si/SiO2 и вступать здесь в реакции с
образованием поверхностных ловушек. При пороговом напряжении в р-канальном транзисторе поверхностные ловушки заряжены преимущественно положительно, в n-канальном транзисторе — отрицательно.
Кроме зарядов в диэлектрике и на поверхностных ловушках, образующихся в подзатворных оксидах, встраивание заряда также будет происходить и в других оксидах,
включая полевые оксиды и встроенные оксиды в КНИструктурах. Радиационно-индуцированное встраивание
зарядов в подзатворных, полевых и встроенных оксидах
может привести к деградации приборов и отказу микросхе-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
109
мы. Встроенный в подзатворном оксиде положительный
заряд может инвертировать область канала и привести к
возникновению тока утечки в выключенном состоянии
(VGS = 0 В). Это приведет к повышению статического тока
потребления ИС, а также может вызвать отказ ИС. Подобным образом положительный заряд, захваченный в полевом или встроенном оксиде, также может вызвать значительное повышение статического тока потребления ИС в
результате возникновения паразитных каналов утечки в
транзисторе. В действительности для современных ИС с
очень тонкими подзатворными оксидами радиационная
деградация обычно определяется радиационно-индуцированным встраиванием заряда в полевых и встроенных
оксидах. Высокая концентрация поверхностных состояний может привести к снижению подвижности носителей
заряда и повышению порогового напряжения n-канального транзистора. В результате снижается быстродействие
транзисторов и ухудшаются временные параметры ИС.
В данном параграфе подробно рассмотрено встраивание заряда в оксиде МОП-транзистора и на поверхностных
ловушках. Большая часть приведенного материала относится к механизмам встраивания зарядов в подзатворных
оксидах транзисторов и конденсаторов, однако механизмы
радиационно-индуцированного встраивания заряда в полевых оксидах и встроенных оксидах КНИ-структур схожи с механизмами для подзатворных оксидов.
3.3.2. Выход заряда
Если в оксиде присутствует поперечное электрическое
поле, то после высвобождения электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне сразу же начнут перемещаться в противоположных направлениях. Как уже говорилось, электроны сильно подвижны в диоксиде кремния
и, как правило, быстро покидают его в течение пикосекунд [19, 20]. Однако некоторая часть электронов успевает прорекомбинировать с дырками в валентной зоне. Этот
процесс называется начальной рекомбинацией. Величина
начальной рекомбинации сильно зависит от электричес-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
110
Глава 3
кого поля в оксиде, а также энергии и типа падающих
ионизирующих частиц [13]. Сильно ионизирующие частицы создают плотные «колонки» заряда (треки), в которых скорость рекомбинации достаточно высока. Слабо
ионизирующие частицы создают относительно изолированные зарядовые пары, и скорость рекомбинации будет
ниже. Доля дырок, избежавших начальной рекомбинации,
называется выходом заряда. В конечном итоге именно
эти дырки будут определять заряд, накопленный при радиационном облучении в объеме диэлектрика, а также
заряд ПС.
На рис. 3.11 показаны зависимости выхода заряда от
напряженности электрического поля в оксиде для низкоэнергетических протонов, альфа-частиц, гамма-квантов
(60Со) и рентгеновского излучения [13]. Из рисунка видно,
что для всех типов ИИ с увеличением напряженности электрического поля уменьшается вероятность рекомбинации
дырок с электронами и возрастает доля дырок, избежавших рекомбинации. Принимая во внимание эффекты выхода заряда и рекомбинации электронно-дырочных пар,
Рис. 3.11. Доля дырок (выход заряда), избежавших начальной
рекомбинации при облучении рентгеновскими лучами, низкоэнергетическими протонами, гамма-квантами и альфа-частицами
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
111
общее число генерированных в оксиде дырок Nh (за исключением эффектов дозового усиления), которые избежали
начальной рекомбинации, можно записать в виде [13]
Nh = f(Eox)g0Dtox,
(3.18)
где f(Eox) — выход заряда как функция электрического
поля в оксиде; D — доза; tox — толщина оксида, см; g0 —
параметр, зависящий от вида материала и определяющий
начальную плотность зарядовых пар, приходящуюся на
дозу в 1 рад (значения g0 для GaAs, кремния и диоксида
кремния приведены в табл. 3.1 [13]).
При переходе к дозе в единицах рад(SiO2) выражение
(3.18) принимает вид
Nh = 8,1 · 1012 f(Eox)Dtox.
(3.19)
Если используется металлический или силицидный
затвор, то Nh следует умножить на коэффициент дозового
усиления. В предположении, что дырки высвобождаются
равномерно по оксиду, максимальный сдвиг порогового
напряжения до переноса дырок записывается в виде [13]
DVth max = –1,9 · 10–8 f(Eox)Dt2ox .
(3.20)
Выражение (3.20) получается путем интегрирования
(3.19) по распределению заряда в оксиде.
Таблица 3.1
Минимальная энергия для образования
электронно-дырочной пары Ep, плотность и концентрация g0
электронно-дырочных пар на 1 рад
Ep, эВ
Материал
Плотность,
г/см3
g0, см–3/рад
GaAs
~4,8
5,32
~7 · 1013
Si
3,6
2,328
4 · 1013
SiO2
17
2,2
8,1 · 1012
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
112
Глава 3
3.3.3. Перенос дырок через SiO2
Генерированные в оксиде дырки переносятся через решетку оксида значительно медленнее, чем электроны
[3, 8, 13, 15–17]. В присутствии электрического поля дырки могут перемещаться как к границе затвор/SiO2, так и
к границе Si/SiO2. По мере перемещения по SiO2 дырки
своим зарядом искажают поля локальных потенциалов в
решетке SiO2. Эти локальные искажения увеличивают
глубину ловушек в локализованных местоположениях,
что приводит к захвату дырок в непосредственной близости
к ловушкам. Таким образом, в сущности, дырки стремятся захватываться на локализованные состояния. Объединение заряженного носителя (дырки) и его поля напряжений известно как полярон [13]. По мере перемещения
дырок через решетку искажения следуют за дырками.
Следовательно, дырки переносятся через SiO2 посредством «перескакивания поляронов» [13]. За счет этого повышается эффективная масса дырок и снижается их подвижность.
Вследствие перескакивания поляронов перенос дырок
становится дисперсным, т. е. происходит в течение многих порядков величин по времени после воздействия импульса радиации, и сильно зависящим от температуры и
толщины оксида [13]. Дисперсная природа переноса дырок и его температурная зависимость проиллюстрированы на рис. 3.12 [21]. Здесь показаны зависимости от времени сдвига напряжения плоских зон МОП-конденсатора
DVfb для нескольких температур отжига во время и после
облучения. Толщина оксида составляла 96,3 нм, кремниевая подложка была n-типа, напряженность электрического поля во время и после облучения равнялась 1 МВ/см.
Конденсатор облучался дозой 30 крад(SiO2) одиночным
импульсом длительностью 4 мкс. Как будет показано
ниже, количество поверхностных ловушек вскоре после
импульса ионизирующего излучения невелико. Таким образом, при этих измерениях сдвиг напряжения плоских
зон является индикатором количества дырок, присутствующих в оксиде.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
113
Рис. 3.12. Температурная зависимость сдвига напряжения
плоских зон для МОП-конденсатора с металлическим затвором
после воздействия одиночного импульса ИИ [21] (сдвиг напряжения плоских зон является мерой количества дырок в оксиде)
Общее количество дырок включает в себя дырки, перемещающиеся по оксиду, и дырки, захваченные в оксиде.
По мере того как дырки покидают оксид, напряжение плоских зон снижается, стремясь к своему исходному значению до облучения. Восстановление напряжения плоских
зон наблюдается в течение многих порядков величины по
времени и является термически сильно активированным
процессом. При Т = 293 К время 50%-го восстановления
менее 1 мс. При температурах 124 и 141 К в течение 1000 с
наблюдается лишь небольшое (~20 %) восстановление.
Влияние напряженности электрического поля в оксиде
на время переноса дырок проиллюстрировано на рис. 3.13
[22]. Здесь показан сдвиг напряжения плоских зон, измеренный на конденсаторах с толщиной оксида 96,3 нм и
нормированный на величину сдвига напряжения плоских
зон. Измерение выполнено непосредственно сразу после
облучения конденсаторов импульсом ионизирующего излучения длительностью 4 мкс при температуре 79 К и напряженности электрического поля 1 МВ/см. Для миними-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
114
Глава 3
Рис. 3.13. Зависимость сдвига напряжения плоских зон после
воздействия одиночного импульса ИИ от электрического поля
[22] (сдвиг напряжения плоских зон является мерой количества
дырок в оксиде)
зации переноса дырок в слабых электрических полях конденсаторы облучались при температуре 79 К. Электрическое поле при облучении и отжиге варьировалось от 3 до
6 МВ/см. Как видно из рисунка, время восстановления напряжения плоских зон, а следовательно, и время переноса
дырок, сильно зависит от напряженности электрического
поля. При электрическом поле 3 МВ/см наблюдалось
очень небольшое восстановление при наибольшем времени
измерений (1000 с). Таким образом, в отсутствие электрического поля в оксиде при низких температурах дырки относительно неподвижны. При высоких значениях напряженности электрического поля время переноса дырок существенно снижается. При электрическом поле 6 МВ/см
время 50%-го восстановления напряжения плоских зон составляет приблизительно 0,02 с.
Зависимость времени восстановления t от температуры
и напряженности электрического поля можно охарактеризовать соотношением [22]
{- cE kT},
(3.21)
t ~ t(0)e
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
115
где Е — напряженность электрического поля; Т — температура; с — размерная постоянная.
Такое поведение характерно для поляронного прыжкового механизма переноса.
Влияние толщины оксида на время восстановления напряжения плоских зон показано на рис. 3.14 [22]. Здесь
представлены графики восстановления напряжения плоских зон при температуре 220 К и напряженности электрического поля 1 МВ/см, приложенных при облучении и отжиге, от логарифма времени при различных значениях
толщины оксида. Сдвиг напряжения плоских зон на этом
рисунке нормирован на величину сдвига напряжения
плоских зон для конденсатора с толщиной оксида 96,3 нм,
измеренного сразу после облучения импульсом ИИ длительностью 4 мкс при температуре 79 К и напряженности
поля 1 МВ/см. Конденсаторы изготавливались с оксидами,
выращенными в одинаковых условиях, но в течение разного времени. Представленные на рис. 3.14 данные говорят о
Рис. 3.14. Зависимость сдвига напряжения плоских зон после
воздействия одиночного импульса ИИ от толщины оксида [22]
(сдвиг напряжения плоских зон является мерой количества дырок в оксиде)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
116
Глава 3
том, что время 50%-го восстановления напряжения плоских зон приблизительно пропорционально t4ox [13, 22].
Из приведенных здесь данных видно, что в случае тонких подзатворных оксидов при типовых электрических режимах и при комнатной температуре перенос дырок заканчивается в течение микросекунд после воздействия импульса ИИ. Для толстых полевых оксидов или захороненных
оксидов в КНИ-структурах, в которых имеют место очень
слабые электрические поля, перенос дырок может протекать в течение миллисекунд или более того.
3.3.4. Накопление и нейтрализация заряда
на ловушках в оксиде
При подаче на затвор положительного смещения дырки
переносятся в направлении границы Si/SiO2. Вблизи границы, в результате диффузии кислорода из оксида и несоответствия решеток, имеется большое количество кислородных вакансий [8, 13, 15–17, 23] (см. п. 3.1.1). Эти кислородные вакансии могут выступать в роли центров
прилипания. При приближении дырок к границе часть
из них захватывается. Количество захваченных дырок
определяется сечением захвата вблизи границы, которое
сильно зависит от технологии изготовления прибора:
в стойких оксидах захватывается лишь несколько процентов от общего числа дырок, в нестойких — 50–100%
дырок. Положительный заряд, обусловленный захваченными дырками, вызывает появление отрицательного сдвига порогового напряжения как в n-, так и в р-канальных
транзисторах.
Исследования накопления заряда на ловушках в оксиде в зависимости от напряженности электрического поля
показали [24], что при напряженности поля свыше
0,5 В/см величина накопленного заряда спадает с ростом
напряженности поля в оксиде приблизительно пропорционально Е–1/2. Аналогичная зависимость наблюдается для
сечения захвата дырок вблизи границы Si/SiO2 [25–29].
Это говорит о том, что накопление заряда в оксиде определяется в первую очередь сечением захвата дырок.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
117
Параллельно с захватом заряда в оксиде протекает процесс его нейтрализации. К пониманию механизмов нейтрализации захваченного в оксиде заряда можно прийти, рассмотрев влияние температуры и электрического поля на ее
кинетику. Кинетика нейтрализации при комнатной температуре захваченного в оксиде заряда показана на
рис. 3.15 [30]. Здесь представлена временная зависимость
вклада заряда в оксиде в сдвиг порогового напряжения DVot
для стойких n-канальных транзисторов с поликремниевым
затвором при их облучении и последующем отжиге при
комнатной температуре. Доза облучения — 100 крад(SiO2)
при мощности дозы от 6 · 109 до 0,05 рад(SiO2)/с. Напряжение смещения при облучении и отжиге — 6 В, толщина
подзатворного диэлектрика транзисторов — 60 нм.
Из рис. 3.15 видно, что при отжиге DVot спадает в зависимости от времени по логарифмическому закону, причем
после облучения одной и той же дозой, но в течение разного времени, т. е. при различных значениях мощности дозы,
сдвиг порогового напряжения DVot попадает на одну и ту
Рис. 3.15. Нейтрализация при комнатной температуре заряда,
захваченного в оксиде транзисторов, облученных дозой
100 крад(SiO2) при значении мощности дозы от 6 · 109 до
0,05 рад(SiO2)/с [30]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
118
Глава 3
же линию. Таким образом, имеется приблизительно линейная зависимость DVot от логарифма времени. Приведенные
на рис. 3.15 данные говорят о том, что скорость нейтрализации захваченного в оксиде заряда не зависит от мощности дозы, в реальности же скорость нейтрализации зависит
от особенностей технологии изготовления прибора [13].
Показанный на рис. 3.15 логарифмический спад величины DVot в зависимости от времени характерен для большинства стойких и коммерческих технологий. В некоторых коммерческих технологических вариантах наблюдается значительно меньшая нейтрализация заряда оксида
[31]. Вследствие малой скорости нейтрализации заряда
для этих технологий наблюдаются приблизительно одни и
те же значения DVot вне зависимости от того, облучались
эти приборы при средней мощности дозы или при очень
низкой мощности дозы.
Влияние температуры на нейтрализацию накопленного в оксиде заряда исследовалось довольно подробно во
многих работах. При этом было обнаружено, что в некоторых технологических вариантах нейтрализация заряда в
оксиде зависит от температуры, а в некоторых вариантах
практически не зависит от нее [32, 33]. Пример для технологического варианта, характеризующегося температурной
зависимостью нейтрализации, представлен на рис. 3.16 [32].
Здесь показан график зависимости порогового напряжения от времени для стойких n-канальных транзисторов,
облученных при комнатной температуре дозой 1 Мрад(Si)
и затем отожженных при разных температурах с подачей
электрического смещения. Напряжение смещения при облучении и отжиге составляло 10 В, а толщина оксида была
равна 45 нм. В данных транзисторах рост порогового напряжения в процессе отжига после облучения практически
полностью определяется снижением заряда в оксиде. Изменение заряда поверхностных ловушек во время отжига для
этих транзисторов очень мало (будет обсуждено далее).
Из рис. 3.16 видно, что повышение порогового напряжения, а соответственно, и снижение заряда в оксиде,
в большой степени определяются температурой. Время
50%-й нейтрализации заряда, накопленного в оксиде,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
119
Рис. 3.16. Температурная зависимость нейтрализации захваченного в оксиде заряда (изменение порогового напряжения
определяется уменьшением захваченного в оксиде заряда) [32]
приблизительно варьируется в пределах от 4,3 · 105 с
при 25 °С до 1,1 · 104 с при 125 °С. Это дает значение энергии активации ~0,41 эВ [32]. Представленные результаты
говорят о том, что для данных технологических вариантов
возможно моделирование нейтрализации заряда, накопленного в оксиде, которая наблюдается при низкоинтенсивном космическом облучении — путем облучения транзисторов лабораторными радиационными источниками с
последующим отжигом при повышенных температурах.
В любом случае температурная зависимость определяется
энергетическим распределением ловушек в оксиде, что будет рассмотрено ниже.
Нейтрализация заряда, накопленного в оксиде, также
зависит от напряжения смещения. На рис. 3.17 [32] показаны графики зависимости DVot от времени для n-канальных транзисторов, облученных при комнатной температуре дозой 1 Мрад(Si) и отожженных при температуре 100 °С
при подаче смещения. При облучении подавалось напряжение смещения 10 В, а при отжиге это напряжение менялось от 0 до 10 В. Толщина оксида равнялась 45 нм. Для
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
120
Глава 3
Рис. 3.17. Зависимость нейтрализации захваченного в оксиде
заряда от приложенного напряжения смещения [32]
усиления процесса нейтрализации заряда в оксиде отжиг
проводился при температуре 100 °С (отжиг при комнатной
температуре дает качественно схожие результаты). Для
этих транзисторов повышение напряжения смещения при
отжиге значительно усиливает нейтрализацию заряда в
оксиде и повышает величину нейтрализованного заряда
[32, 34]. При подаче напряжения 0 В за 200 ч отжига нейтрализуется только 50 % накопленного в оксиде заряда, в
то время как при 10 В нейтрализуется практически 100 %
заряда в оксиде.
Нейтрализация накопленного в оксиде заряда часто
бывает обратимой [13, 32, 35, 36]. На рис. 3.18 [32] представлен график зависимости DVot для n-канальных транзисторов, облученных дозой 1 Мрад(Si) при комнатной
температуре, отожженных в течение 200 ч при 100 °С с подачей напряжения 10 В и затем дополнительно отожженных
при 100 °С в течение 30 ч при подаче напряжения –10 В.
При отжиге с подачей положительного напряжения (+10 В)
DVot полностью нейтрализуется (в пределах погрешности
эксперимента). После переключения напряжения с поло-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
121
Рис. 3.18. Изменение величины захваченного в оксиде заряда
при переключении в процессе отжига напряжения на затворе
облученных транзисторов [32]
жительного на отрицательное вновь появляется некоторый накопленный в оксиде заряд. Это говорит о том, что в
данных условиях (напряжение, температура) значительная часть дефектов, ответственных за накопление заряда в
оксиде, не отжигается окончательно, а всего лишь изменяет свое зарядовое состояние. Если циклически менять полярность приложенного смещения, то подобные снижения
и повышения величины DVot могут наблюдаться в течение
многих циклов [35, 36].
Исследования энергетического распределения ловушек
в оксиде [37], проведенные с помощью методов, основанных на измерении термостимулированных токов и ВФХ,
показали, что для многих различных технологических вариантов МОП-структур наблюдается приблизительно одинаковая форма энергетического распределения ловушек в
оксиде: имеется небольшой пик в районе Ev + 1,2 эВ и ярко
выраженный широкий пик с уровнем Ev + (1,7–2,0) эВ.
Однако в некоторых случаях первый пик может и не наблюдаться.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
122
Глава 3
3.3.5. Механизм нейтрализации заряда в оксиде
Рассмотренные выше особенности нейтрализации заряда
в оксиде могут быть объяснены на основе двух возможных механизмов (рис. 3.19):
1) туннелирование электронов из кремния на оксидные
ловушки;
2) термоэмиссия электронов из валентной зоны оксида
на оксидные ловушки.
Вероятность туннелирования в единицу времени электронов из кремния на ловушки в оксиде можно записать в
виде [13, 38, 39]
ptun = ae -bx ,
(3.22)
где a — частота попыток вылета; х — удаленность ловушки от границы Si/SiO2; b — параметр туннелирования, зависящий от высоты потенциального барьера.
Следует отметить, что ptun не зависит от температуры,
но экспоненциально зависит от расстояния, на которое ловушка удалена от границы Si/SiO2.
1. Процесс туннелирования можно изобразить в виде
движения фронта туннелирования вглубь оксида. Если
Рис. 3.19. Схематичное изображение нейтрализации захваченного оксидом заряда посредством туннелирования электронов из
кремния и термоэмиссии электронов из валентной зоны оксида
[38]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
123
определить фронт туннелирования как положение xm(t), соответствующее максимальной скорости туннелирования,
то расстояние, на которое фронт проникает в оксид в данный момент времени t, можно представить в виде [38, 39]
xm =
1
ln(t t0 ),
2b
(3.23)
где t0 относится к фундаментальной скорости перехода
для уединенных ловушек, которая устанавливает временную шкалу для процесса туннелирования.
Из формулы (3.23) видно, что расстояние, на которое
фронт проникает в оксид, логарифмически зависит от времени. Поэтому, чтобы электроны могли туннелировать на
ловушки в течение достаточно малого времени, ловушки
должны располагаться очень близко к границе Si/SiO2.
Фронт туннелирования движется вглубь SiO2 со скоростью
0,2–0,4 нм/(декада по времени) [39]. Если ловушка расположена от границы на расстоянии более ~4 нм, то она будет
недоступна для туннелирования электронов из кремния.
Таким образом, скорость и количество ловушек в оксиде,
нейтрализованных посредством туннелирования электронов, существенно зависят от пространственного распределения ловушек в оксиде. В свою очередь, это распределение сильно зависит от технологии изготовления прибора.
Следовательно, скорость и количество ловушек, нейтрализованных посредством туннелирования электронов, также
будут зависеть от технологии изготовления приборов.
2. Для процесса термоэмиссии вероятность pem перехода электрона в единицу времени из валентной зоны оксида
на ловушку можно записать в виде [38, 40]
p em = AT 2 e - j t q
( kT )
,
(3.24)
где jt — разность между энергетическим уровнем ловушки и потолком валентной зоны оксида; А — константа,
зависящая от сечения захвата ловушки.
Вероятность процесса термоэмиссии экспоненциально
изменяется в зависимости от температуры, но не зависит
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
124
Глава 3
от пространственного положения ловушки. Этот процесс
отвечает за сильно термически активированную нейтрализацию дырок, показанную на рис. 3.16. Как и фронт туннелирования, фронт термоэмиссии можно определить как
функцию от времени. Для фронта термоэмиссии, определяемого как наивысшее энергетическое положение ловушек, заполняемых электронами посредством термоэмиссии, можно записать [38, 40]
jm (t) =
kT
ln( AT 2 t).
q
(3.25)
В работе [38] была предложена единая модель отжига
захваченных дырок, учитывающая туннелирование и термоэмиссию. Объединяя туннелирование и термоэмиссию,
можно представить распределение захваченных дырок
pt(x, jt, t) как функцию от положения и энергетического
уровня ловушки, а также времени, в виде [38]
pt (x, jt , t) = p0 (x, jt ) e -( ptun + p em )t ,
(3.26)
где p0(x, jt) — начальная концентрация захваченных дырок с определенными энергией и положением непосредственно сразу после облучения.
Используя выражение (3.26), можно определить зависимость нейтрализации накопленного в оксиде заряда от
температуры и электрического поля.
Очевидно, что пространственное и энергетическое распределение ловушек будет сильно влиять на скорость нейтрализации заряда. Для туннелирования оксидные ловушки должны быть распределены вблизи границы Si/SiO2.
Для термоэмиссии энергетическое распределение оксидных ловушек должно быть вблизи валентной зоны оксида.
Пространственное и энергетическое распределения
оксидных ловушек влияют не только на скорость нейтрализации при постоянных температуре и смещении, но также определяют ее зависимость от температуры и напряжения. Пространственное и энергетическое распределения
определяются условиями технологического процесса [39].
Из представленных на рис. 3.16–3.18 данных, полученных
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
125
для стойких приборов, следует, что оксидные ловушки,
несомненно, доступны для нейтрализации посредством
как туннелирования, так и термоэмиссии. В коммерческих транзисторах, для которых наблюдается меньшая нейтрализация [13], оксидные ловушки, очевидно, расположены дальше по энергии от валентной зоны оксида и по
расстоянию от поверхности кремния, а следовательно, они
менее доступны для нейтрализации посредством термоэмиссии или туннелирования.
Как уже упоминалось, заряд оксида может быть восстановлен путем изменения полярности напряжения во
время цикла отжига. Это объясняется схожестью требований, необходимых для того, чтобы электрон покинул или
нейтрализовал дырочную ловушку. Чтобы электрон покинул нейтрализованную дырочную ловушку посредством
термоэмиссии, необходимо наличие свободной дырки в валентной зоне оксида. Аналогично, для туннелирования необходимо наличие свободной дырки в валентной зоне
кремния.
3.3.6. Особенности накопления поверхностных состояний
при радиационном облучении
При подаче на затвор положительного смещения сразу
после воздействия радиационного импульса (в течение
нескольких миллисекунд) может наблюдаться некоторое
«раннее» накопление ПС [13, 41–43]. Однако при подаче
на затвор отрицательного напряжения данный процесс не
наблюдается. Это говорит о том, что раннее накопление
ПС, скорее всего, вызывается не прямым взаимодействием ИИ с облучаемым материалом, а вторичными процессами, протекающими при радиационном облучении. Раннее накопление обычно составляет небольшую часть от
общего количества плотности ПС, образовавшихся под
действием ИИ (менее 25% от общего количества образовавшихся ПС), и зависит от технологии изготовления
прибора [42].
Большая часть ПС накапливается в течение более длительного времени: от секунд до тысяч секунд после воздей-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
126
Глава 3
Рис. 3.20. Кинетика накопления плотности ПС после облучения
с помощью линейного ускорителя электронов LINAC [44]
ствия радиационного импульса [13, 44]. На рис. 3.20 показан график роста плотности ПС DDit в зависимости от времени после воздействия высокоинтенсивных импульсов
ионизирующего излучения. Плотность ПС — это среднее
число ПС на единицу площади в данном интервале запрещенной зоны, единицы измерения — 1 см–2·эВ–1. Данные,
представленные на этом рисунке, были получены на транзисторах с поликремниевым затвором, облученных на линейном ускорителе электронов (LINAC) дозой до
75 крад(Si) за 5, 70 и 572 импульса при частоте повторений
4 Гц. Толщина подзатворного диэлектрика составляла
47 нм, а напряженность электрического поля в оксиде при
облучении и отжиге была равна 1 МВ/см. В этих экспериментах накопление ПС началось с момента первого измерения (1 с для данных с пятью импульсами). Однако насыщение накопления ПС не началось вплоть до ~105 с. Такое поведение типично для накопления ПС. Для кривой,
соответствующей облучению пятью импульсами, время
50%-го накопления t1/2 составляет приблизительно 35 с.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
127
Если при облучении и отжиге поддерживается отрицательное напряжение, то наблюдается малое или незначительное накопление ПС. Однако если после облучения при
отрицательном напряжении подать при отжиге положительное смещение на затвор, то может наблюдаться накопление ПС. Это хорошо иллюстрируется на рис. 3.21 [45].
Здесь показано изменение плотности ПС в зависимости от
времени после воздействия импульса ИИ (от 25 до
40 крад(Si) за одиночный импульс длительностью 1,5 мкс)
для транзисторов с поликремниевым затвором. Толщина
подзатворного оксида составляла 35 нм. Для данных, обозначенных как «контрольная кривая», при облучении и отжиге поддерживалось постоянное напряжение смещения
+2 В. Из рис. 3.21 видно, что скорость накопления ПС хорошо согласуется с результатами, представленными на
рис. 3.20. Для данных, обозначенных «0,001 с», «0,01 с»,
«300 с» и «1000 с», во время облучения и на начальной ста-
Рис. 3.21. Изменение плотности ПС в зависимости от времени
после облучения для транзисторов, облученных и отожженных
при подаче смещения +2 В (контрольная кривая), и для транзисторов, облученных и отожженных сначала при подаче смещения –2 В с последующим отжигом при подаче смещения
+2 В (переключение полярности приложенного смещения осуществлялось в указанные на рисунке моменты времени после
воздействия импульса ИИ): tswitch — время переключения
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
128
Глава 3
дии отжига поддерживалось отрицательное смещение
–2 В, а затем в обозначенный момент времени смещение
переключалось на +2 В. При переключении смещения
спустя 0,001 с после облучения изменение плотности ПС
составило около 85% от значения, полученного в контрольном эксперименте (постоянное смещение +2 В).
Следует отметить, что в случае переключения смещения через 0,001 с после облучения начальное накопление
ПС стало проявляться приблизительно через 10 с, в то время как для контрольных данных накопление ПС наблюдалось уже в момент первого измерения (~0,3 с). Большее
время начального накопления в экспериментах с переключением смещения, похоже, вызвано тем, что при облучении с подачей отрицательного смещения дырки перемещаются в направлении границы затвор—SiO2, высвобождая
ионы водорода вблизи границы затвор—SiO2 и/или в объеме оксида. Большее время накопления определяется временем, которое требуется для дрейфа ионов водорода к границе Si/SiO2 после переключения смещения на положительное. На границе ионы водорода могут вступать в
реакции, сопровождающиеся образованием ПС (механизм
накопления ПС будет рассмотрен в п. 3.3.10). При облучении с подачей положительного смещения дырки переносятся к границе Si/SiO2 и ионы водорода высвобождаются
значительно ближе к этой границе, в результате чего время дрейфа ионов водорода к границе Si/SiO2 существенно
меньше. Чем дольше включено отрицательное смещение,
тем меньше будет накоплено ПС. При переключении смещения спустя 300 или 1000 с после облучения наблюдается
очень малое накопление ПС.
Скорость накопления ПС зависит от температуры отжига после облучения [13, 42, 46]. На рис. 3.22 [42] показаны графики временных зависимостей изменения плотности
ПС, приходящегося на единицу дозы, в диапазоне температур от 278 до 375 К для транзисторов с поликремниевым
затвором. Транзистор облучался одиночным импульсом
ИИ длительностью 1,5 мкс дозой 50 крад(Si), напряженность электрического поля в оксиде при облучении и отжиге составляла 2 МВ/см (VGS = +5,2 В), толщина оксида рав-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
129
Рис. 3.22. Накопление ПС после воздействия импульса радиации при температурах от 278 до 375 К [42]
нялась 26 нм. Видно, что с повышением температуры отжига возрастает скорость накопления ПС. Для этих
приборов энергия активации для накопления ПС составляет ~0,71 эВ. Близкие значения энергии активации (0,79 эВ)
были получены для транзисторов с поликремниевым затвором и толщиной подзатворного оксида 42 нм, а также
для конденсаторов с металлическим затвором и толщиной
подзатворного оксида 96,5 нм (0,8 эВ) [61]. При низких
температурах (< 150 К) накопление ПС значительно замедляется.
В случае низкоинтенсивного облучения температура,
при которой проводится облучение, может оказывать существенное влияние на количество радиационно-индуцированных ПС. На рис. 3.23 [47] показаны графики зависимостей DVth, DVit и DVot от температуры для транзисторов,
облученных дозой 500 крад(Si) при мощности дозы
0,27 рад(Si)/с и при различных температурах от 25 до
125 °С. Облучение проводилось с подачей на затвор смещения 5 В. Все измерения проводились при комнатной температуре. Видно, что с повышением температуры облучения
возрастает величина накопленного радиационно-индуци-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
130
Глава 3
Рис. 3.23. Зависимость DVot, DVit и DVth от температуры при облучении [47]
рованного заряда. В транзисторах, облученных при температуре 125 °С, число ПС приблизительно в два раза выше,
чем в транзисторах, облученных при 25 °С. Столь значительный рост плотности ПС вкупе с небольшим снижением
заряда в оксиде приводит к тому, что пороговое напряжение транзисторов, облученных при высокой температуре
(125 °С), оказывается существенно выше, чем у транзисторов, облученных при меньших температурах. Этот эффект
нельзя объяснить, опираясь только на данные по радиационному отклику при комнатной температуре и на зависимость порогового напряжения от температуры до облучения [13]. Представленные результаты говорят о том, что
температура при облучении оказывает существенное влияние на физические процессы, определяющие накопление
заряда в оксиде и увеличение плотности ПС.
В случае облучения транзисторов при нулевом смещении на затворе существенного изменения порогового напряжения не наблюдается. На рис. 3.24 [47] показан график зависимости сдвига порогового напряжения от температуры облучения для транзисторов, облученных дозой
500 крад(Si) при напряжении на затворе 0 и 5 В. Видно, что
при облучении с нулевым смещением на затворе сдвиг по-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
131
Рис. 3.24. Изменение сдвига порогового напряжения в зависимости от температуры облучения для транзисторов, облученных при подаче напряжения затвор—исток 0 и 5 В [47]
рогового напряжения практически не зависит от температуры облучения. Различие в отклике в случае облучения
при подаче на затвор смещения 0 и 5 В может привести к
значительному «дисбалансу» (1,6 В при 125 °С) пороговых
напряжений включенных («ON») и выключенных («OFF»)
транзисторов, что может вызвать непредсказуемый отказ
ИС. Это особенно важно для электроники космических
систем, работающей при повышенных температурах (например, платформы с бортовыми реакторами).
Для транзисторов с поликремниевыми затворами зависимость накопления ПС от электрического поля сильно
схожа с зависимостью от электрического поля накопления
заряда в оксиде: при напряженности электрического поля
свыше 0,5 МВ/см величина накопленного заряда ПС спадает пропорционально E–0,6 [24, 41]. Если сравнить эти
данные с аналогичной зависимостью для заряда в оксиде
(~E–1/2, см. п. 3.3.4), то можно сделать вывод о том, что оба
этих эффекта (накопление заряда в оксиде и увеличение
плотности ПС) определяются процессами, протекающими
вблизи границы раздела Si/SiO2.
Для МОП-структур с металлическими затворами накопление ПС в ряде случаев может не подчиняться зависи-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
132
Глава 3
мостям от электрического поля, характерным для технологических вариантов с поликремниевыми затворами.
При этом заряд ПС может как увеличиваться с ростом напряженности поля, так и уменьшаться [13].
3.3.7. Латентное накопление поверхностных состояний
После «нормального» насыщения поверхностных ловушек в течение 102–105 с после облучения может наблюдаться существенное увеличение числа ПС [13, 48]. Данный процесс называется латентным накоплением ПС.
Латентное накопление ПС может протекать в течение
длительного времени после облучения (> 106 с) и может
быть вполне существенным (рис. 3.25) [13]. Здесь показан
график временной зависимости сдвига порогового напряжения DVit, обусловленного ПС, нормализованного на свое
максимальное значение, для коммерческих р-канальных
транзисторов, облученных дозой 75 крад(SiO2) и отожженных при 25 °С. Во время облучения и отжига прикладывалось напряжение смещения 6 В.
Рис. 3.25. Латентное накопление поверхностных состояний, зарегистрированное в коммерческих р-канальных транзисторах
[13]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
133
Обычное накопление ПС остановилось на значении
DVit / DVit max = 0,3 спустя 300 с после облучения. После этого наблюдается «окно» в интервале от ~300 до 106 с, в пределах которого нет никакого накопления ПС («нормальное» насыщение). Спустя приблизительно 106 с после облучения наблюдается значительное повышение заряда ПС,
которое представляет собой латентное накопление ПС. Как
видно из рис. 3.25, латентное накопление ПС может повысить плотность заряда ПС до уровня, в три раза превышающего плотность ПС после «нормального» насыщения, измеренную спустя 300 с после облучения. Данные на
рис. 3.25 приведены для транзисторов, изготовленных по
коммерческой технологии. Латентное накопление также
может наблюдаться и в случае некоторых радиационностойких технологических вариантов [13]. Латентное накопление сопровождается быстрым спадом подвижности носителей заряда и величины захваченного в оксиде заряда [1].
Латентное накопление является сильно термически
активируемым процессом с энергией активации 0,47 эВ
[13, 48]. Следует отметить, что эта энергия активации существенно ниже, чем энергия активации для «нормального» накопления ПС (~0,7–0,8 эВ, см. п. 3.3.6). Однако энергия активации для латентного накопления в пределах погрешности эксперимента равна энергии активации отжига
захваченных дырок (~0,41 эВ, п. 3.3.4) и энергии активации диффузии молекулярного водорода в объемном плавленом кварце (~0,45 эВ [49]).
Было предложено два возможных механизма латентного накопления [48]. Первый — прямое превращение
оксидных ловушек в ПС («граничные ловушки»). Граничные ловушки — это оксидные ловушки, которые могут взаимодействовать с кремнием в пределах времени эксперимента и вести себя электрически подобно ПС [50]. Конверсия оксидных ловушек в ПС может произойти при
туннелировании электронов из кремния на оксидные ловушки во время отжига с подачей смещения. Поскольку
электроны нейтрализуют ловушки в оксиде, заряд на
оксидных ловушках будет снижаться и, возможно, будет
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
134
Глава 3
иметь место соответствующее накопление ПС в результате
высвобождения ионов водорода (будет обсуждено в п. 3.3.10)
в процессах нейтрализации.
Второй возможный механизм латентного накопления
объясняется высвобождением атомов водорода в смежных
структурах во время облучения и диффузией атомов водорода к границе Si/SiO2. Энергия активации латентного накопления в пределах погрешности равна энергии активации диффузии молекулярного водорода в объемном плавленом кварце (~ 0,45 эВ) [49]. Вблизи границы атомы
водорода распадаются на положительно заряженных
оксидных ловушках, образуя ионы водорода. После этого
ионы водорода свободны для дрейфа к границе Si/SiO2 и
образования там ПС (будет обсуждено в п. 3.3.10).
Ясно, что большое встраивание ПС в течение длительного времени важно для космических систем. Латентное
накопление ПС может ухудшить производительность ИС в
космических системах и привести к их долговременному
отказу. Латентное накопление ПС не всегда можно предсказать путем лабораторных измерений. В тех случаях,
когда известно, что имеет место латентное накопление,
можно увеличить запасы при испытаниях или время отжига после облучения, используемого для моделирования
космической среды [48].
3.3.8. Накопление поверхностных состояний
в зависимости от интенсивности излучения
Имеющиеся в настоящее время многочисленные экспериментальные данные говорят о том, что «истинная» зависимость скорости накопления ПС в МОП-приборах от
мощности дозы отсутствует [13, 30]. На рис. 3.26 [30] показан график зависимости DVit от времени для транзисторов, облученных дозой 100 крад(SiO2) при мощностях
дозы от 0,05 до 6 · 109 рад(SiO2)/с. После облучения каждый транзистор отжигался с подачей на него смещения.
Напряжение смещения при облучении и отжиге составляло 6 В. Следует отметить, что при одинаковом суммарном времени облучения и отжига получаются одинако-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
135
Рис. 3.26. Накопление ПС в транзисторах, облученных при мощ-
ности дозы от 6 · 109 до 0,05 рад(SiO2)/с и отожженных при комнатной температуре с подачей смещения +6 В [30]
вые сдвиги порогового напряжения, обусловленные накоплением ПС, независимо от мощности дозы ИИ. Если
бы имела место «истинная» зависимость от мощности
дозы, то данные, полученные при различных значениях
мощности дозы, не ложились бы на одну и ту же кривую
отклика.
Однако если приборы не отжигаются, то облучение при
различных интенсивностях может привести к различным
значениям DVit. На рис. 3.27 [51] показан график зависимости DVit и DVot от дозы для n-канальных транзисторов.
Облучение производилось гамма-источниками 60Co и 137Cs
при мощностях дозы от 0,1 до 200 рад(Si), с дозой
1 Мрад(Si), напряжением при облучении 10 В и последующим отжигом. При более низких значениях мощности дозы DVit — больше, а DVot — меньше, чем при более
высоких ее значениях. Меньшие значения DVit при большей мощности дозы получаются из-за того, что в этих
транзисторах накопление ПС за короткое время облучения
при высокой мощности дозы не успевает насыщаться.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
136
Глава 3
Рис. 3.27. Сдвиг порогового напряжения, обусловленный накопленным зарядом в оксиде и на ПС, для n-канальных транзисторов, облученных при мощности дозы от 0,1 до 200 рад(SiO2)/с
[51]
Меньшие значения DVot при малой мощности дозы объясняются тем, что при длительном низкоинтенсивном облучении в большей степени проявляется нейтрализация
оксидных ловушек.
Таким образом, если транзисторы не отжигаются после облучения, то лабораторные эксперименты, например
при мощности дозы порядка 102 рад(Si)/с, будут завышать величину заряда в оксиде и занижать величину заряда ПС, характерные для космических условий. Поскольку в n-канальных транзисторах эти два заряда стремятся компенсировать друг друга, результирующим
эффектом будет сдвиг в область положительных значений
порогового напряжения при низкоинтенсивном облучении. Для данных, представленных на рис. 3.27, после облучения дозой 1 Мрад(Si) наблюдается разница в сдвиге
порогового напряжения для транзисторов, облучавшихся
при мощности дозы 0,1 и 200 рад(Si)/с, составляющая
приблизительно 3 В.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
137
3.3.9. Отжиг поверхностных состояний
В отличие от ловушек в оксиде, ПС не отжигаются при
комнатной температуре. В ряде случаев наблюдается некоторый отжиг ПС при 100 °С, однако для достижения
значительного отжига ПС, как правило, требуются более
высокие температуры [52, 53].
На рис. 3.28 [52] показан график температурной зависимости величин DVth, DVit и DVot для транзисторов с поликремниевым затвором, облученных дозой 3 Мрад(Si) и
подвергнутых после этого изохронному отжигу при последовательно повышающихся значениях температуры. При
каждой температуре отжиг проводился в течение 30 мин.
Напряженность электрического поля в оксиде при облучении и отжиге составляла 2,5 МВ/см. Видно, что при температурах от 25 до 125 °С имеет место накопление ПС. При
температурах, превышающих 125 °С, число ПС начинает
снижаться. После отжига при 300 °С DVit снижается более
чем в пять раз по сравнению со своим максимальным зна-
Рис. 3.28. Изохронный отжиг при повышенных температурах заряда ПС и заряда в оксиде после облучения дозой 3 Мрад(Si)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
138
Глава 3
чением при 125 °С. Некоторое количество ПС после отжига
при 300 °С все еще присутствует, хотя значительная часть
ПС отожглась.
3.3.10. Механизм накопления поверхностных состояний
В настоящее время механизм накопления ПС гораздо менее ясен, чем механизм накопления и нейтрализации заряда в оксиде. Было предложено несколько различных
механизмов накопления ПС, включая прямое создание
ПС ионизирующим излучением, создание ПС в результате захвата дырок или накопление ПС посредством вторичных механизмов.
Можно считать, что прямое создание ПС ионизирующим излучением не дает существенного вклада в общее накопление ПС: в экспериментах по ультрафиолетовому
(УФ) облучению в вакууме было показано [54–56], что ПС
могут быть созданы непроникающей радиацией. В этих
экспериментах конденсаторы с тонким металлическим затвором облучались в вакууме сверху непроникающим
УФ-излучением. Все излучение поглощалось в верхней
части оксида и не достигало границы Si/SiO2. Однако при
подаче положительного смещения наблюдалось накопление ПС, схожее со случаем воздействия проникающей радиации (высокоэнергетическое гамма-излучение). Эти эксперименты подтвердили, что напрямую ионизирующее излучение создает лишь незначительное количество ПС.
Кроме того, из этих экспериментов следует, что необходимым условием накопления ПС является генерация электронно-дырочных пар в объеме оксида и последующий перенос дырок через оксид.
Роль переноса дырок в накоплении ПС не до конца понятна. В п. 3.3.6 говорилось, что накопление ПС протекает
в течение относительно длительного времени — от единиц
до тысяч секунд. С другой стороны, в случае тонких подзатворных оксидов дырки могут переноситься через оксид
в течение микросекунд. Таким образом, время накопления
ПС на много порядков величины больше, чем время, связанное с переносом дырок. Накопление ПС зависит не
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
139
только от захвата дырок на границе. Объяснение роли переноса дырок в накоплении ПС впервые было дано в работах Свенсона и позже в работах Винокура с соавторами
МакЛина [13, 57, 58].
Свенсон первый предложил двухстадийную модель накопления ПС. На первой стадии генерированные радиацией дырки разрывают связи Si–H в объеме оксида, высвобождая нейтральные междоузельные атомы водорода. На
второй стадии накопления освобожденные атомы водорода свободно диффундируют к границе Si/SiO2 и разрывают
связи Si–H на границе. При этом образуются оборванные
связи кремния (поверхностные состояния) и молекулярный водород. Эта модель объясняет медленное накопление
ПС, однако она не согласуется с имеющимися экспериментальными данными о зависимости накопленного заряда
ПС от приложенного напряжения смещения. В случае
диффузионных процессов накопление ПС не должно зависеть от смещения.
Указанное противоречие было разрешено Винокуром и
МакЛином, также предложившими модифицированную
двухстадийную модель. Первая стадия в модели Винокура
и МакЛина схожа с первой стадией модели Свенсона. При
подаче смещения (как положительного, так и отрицательного) генерированные радиацией дырки могут переноситься посредством перескакивания поляронов как в направлении границы Si/SiO2, так и в направлении границы затвор/SiO2. Перемещаясь по оксиду или захватываясь, они
могут высвободить путем локального возбуждения энергию (~5 эВ), достаточную для разрыва напряженных связей Si–O или слабых связей трехвалентного кремния с
Н или ОН. Однако, в отличие от модели Свенсона, модель
Винокура и МакЛина предполагает, что вместо высвобождения нейтральных атомов водорода при разрыве связей
высвобождаются заряженные ионы. В большинстве своем
высвобождаемые ионы — это ионы водорода [13]. На второй стадии накопления при подаче положительного смещения ионы дрейфуют к границе Si/SiO2. Достигнув границы, они могут быстро разрывать как связи Si–H, так и
связи Si–OH, образуя ПС. В этой модели кинетика накоп-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
140
Глава 3
ления определяется временем дрейфа положительно заряженных ионов к границе Si/SiO2, причем накопление ПС
будет происходить только при положительном напряжении на затворе, что согласуется с экспериментальными
данными. Величина накопления определяется количеством ионов, высвобожденных в объеме оксида на первой
стадии накопления.
Хотя модель Винокура и МакЛина и может объяснить
зависимость накопления ПС от времени, но она не согласуется с экспериментальными данными по зависимости накопления ПС от электрического поля в приборах с поликремниевым затвором и в некоторых приборах с металлическим затвором. В модели Винокура и МакЛина ионы высвобождаются при транспортировке дырок через оксид посредством перескакивания поляронов. По мере того как
дырки перемещаются по объему оксида, можно ожидать
[58], что повышение напряженности электрического поля
приведет к повышению энергии, передаваемой дырками
решетке SiO2, что повышает вероятность высвобождения
иона и, следовательно, образования ПС. Таким образом,
согласно модели Винокура и МакЛина, накопление ПС
должно усиливаться с увеличением напряженности электрического поля. Такая зависимость наблюдалась на конденсаторах с алюминиевым затвором [46]. Однако, как
указывалось в п. 3.3.6, в случае транзисторов с поликремниевым затвором накопление ПС спадает с ростом напряженности поля приблизительно по закону Е–0,6. Эта зависимость от электрического поля также наблюдалась в некоторых транзисторах с металлическим затвором [24].
Моделью, которая может объяснить такую зависимость от электрического поля, является модель «захвата
дырок / переноса водорода» ((НТ)2 — hole-trapping /
hydrogen transport), предложенная М. Шанифельтом с соавторами [44]. Согласно модели (НТ)2, при положительном
смещении во время облучения дырки переносятся к границе Si/SiO2 и захватываются вблизи границы. При захвате
дырок или позже при их нейтрализации высвобождаются
приграничные ионы водорода, которые переносятся к границе Si/SiO2, взаимодействуют там и образуют поверхност-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
141
ные ловушки. Согласно модели Шанифельта, стадией,
определяющей скорость накопления ПС, является перенос
ионов водорода к границе раздела. В соответствии с данной
моделью зависимость накопленного заряда ПС от электрического поля преимущественно определяется сечением захвата дырок вблизи границы. Как было показано, оно зависит от электрического поля приблизительно по закону
Е–1/2. Таким образом, модель Шанифельта корректно
предсказывает наблюдаемую экспериментально зависимость от электрического поля.
Если накопление ПС является следствием захвата дырок вблизи границы Si/SiO2, то для существенной зависимости скорости накопления ПС от толщины подзатворного
оксида не должно быть очевидных причин [13, 42, 44, 59].
За исключением очень толстых оксидов, перенос дырок заканчивается в течение миллисекунд после облучения. Таким образом, для умеренно толстых или тонких оксидов
перенос дырок заканчивается до того, как начинается значительное накопление ПС.
Однако если накопление ПС является результатом
дрейфа ионов водорода, генерированных в объеме оксида,
то чем толще будет оксид, тем дольше ионы водорода будут
дрейфовать к границе Si/SiO2, и скорость накопления ПС
будет зависеть от толщины подзатворного диэлектрика. На
рис. 3.29 [44] показан график зависимости накопления ПС
после облучения от времени для транзисторов с различными толщинами подзатворного оксида, выращенного как в
сухом кислороде («сухие оксиды»), так и во влажной среде
(«влажные оксиды»). При облучении и отжиге подавалось
постоянное электрическое поле напряженностью 1 МВ/см.
Из рис. 3.29, а видно, что в случае транзисторов с сухими оксидами в первом приближении нет никакой зависимости скорости накопления ПС от толщины подзатворного
оксида, что говорит о справедливости модели (НТ)2. В противоположность этому в случае приборов с влажными
оксидами кинетика накопления в 100-нанометровых транзисторах сильно отличается от остальных случаев
(см. рис. 3.29, б). При длительном времени также наблюдаются отличия в накопленной плотности ПС для всех тол-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
142
Глава 3
Рис. 3.29. Встраивание ПС после облучения транзисторов с поликремниевым затвором: а — транзисторы с «сухим» подзатворным оксидом толщиной от 27,7 до 104 нм; б — транзисторы
с «влажным» подзатворным оксидом толщиной от 23,2 до
100 нм
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
143
щин оксидов. Если предположить, что дырки захватываются вблизи границы, то данные для влажных оксидов не
согласуются ни с моделью (НТ)2, ни с моделью Винокура и
МакЛина (если считать, что дырки захватываются в объеме оксида, то результаты будут согласовываться с моделью
(НТ)2). В данном случае, возможно, имеют место некоторое
накопление ПС в результате захвата дырок вблизи границы и некоторое накопление вследствие дрейфа ионов водорода из объема оксида. Различные дополнительные исследования показали, что зависимость скорости накопления
ПС от толщины оксида сильно меняется во времени [42, 59].
В этих работах предполагалось, что в других типах приборов большинство ионов водорода высвобождается в объеме
оксида. Понятно, что для выяснения роли захвата и переноса дырок в процессе накопления ПС требуются дополнительные исследования.
Несомненно, что ионы, которые высвобождаются, приводя к образованию ПС, — это почти всегда ионы водорода.
Уже давно известно или предполагается, что водород играет ключевую роль в накоплении ПС [13, 15, 16]. Было показано, что количество водорода, присутствующее в газовой среде, в которой проводятся высокотемпературные
операции при изготовлении приборов, сильно влияет на
число радиационно-индуцированных ПС [60]. Вплоть до
недавнего времени предполагалось, что при приближении
протона к границе Si/SiO2 он будет нейтрализоваться электроном, туннелирующим из кремния, диффундировать к
границе и разрывать связи Si–H, образуя поверхностные
ловушки. Реакции для этих процессов можно записать в
виде
H+ + e– ® H;
H + H–SiºSi3 ® H2 + ·Si–ºSi3,
(3.27)
(3.28)
где H–SiºSi3 означает атом кремния, связанный с одним
атомом водорода и тремя атомами кремния; ·Si–ºSi3 означает отрицательно заряженный ион кремния с оборванной связью (поверхностная ловушка), связанный с тремя
атомами кремния.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
144
Глава 3
Как видно из этих уравнений, первым шагом в реакциях является превращение протона (Н+) в атомарный водород (Н). Далее образуется поверхностная ловушка, так как
водород разрывает на границе связь H–Si. Однако относительно этих реакций имеются некоторые трудности.
Во-первых, атомарный водород сильно химически активен
в SiO2 и при транспортировке менее стабилен, чем Н+ [13,
49]. Во-вторых, Н+ имеет более низкое энергетическое состояние в SiO2, чем Н [13], а следовательно, при первой возможности Н отдаст электрон кремнию, образуя Н+.
В последних теоретических расчетах [61, 62] предполагалось, что более вероятным является образование ПС путем прямого взаимодействия протонов на границе Si/SiO2
через реакцию
H+ + H–SiºSi ® H2 + ·Si+ºSi.
(3.29)
При подаче положительного смещения положительно
заряженная поверхностная ловушка ·Si+ºSi быстро переходит в отрицательно заряженное состояние при захвате
электронов из инверсионного слоя в кремнии.
Следует заметить, что, хотя в деталях модели Винокура и МакЛина и (НТ)2 различаются, общие положения
этих двух моделей сильно схожи: в обеих для накопления
ПС необходима генерация дырок в оксиде, перенос дырок
и высвобождение водорода. Эти две модели в настоящее
время представляются наиболее убедительными моделями
накопления ПС. Остается неясным, где именно высвобождается водород — в объеме оксида, вблизи границы Si/SiO2
или имеет место комбинация этих двух процессов.
Резюмируя, следует отметить, что детали механизмов
накопления ПС все еще требуют уточнения. Однако можно
отметить некоторые важные моменты. Во-первых, накопление ПС зависит от генерации электронно-дырочных пар
в объеме оксида. Накопление ПС не вызывается напрямую
ионизирующим излучением. Во-вторых, накопление ПС
некоторым образом связано с переносом и/или захватом
дырок как в объеме оксида, так и на ловушках вблизи границы Si/SiO2. В-третьих, высвобождение ионов водорода,
по-видимому, во многом, если не полностью, определяет
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
145
накопление ПС. В-четвертых, накопление ПС зависит от
напряжения смещения, однако при отрицательном смещении затвора наблюдается слабое накопление ПС или оно
вообще отсутствует.
3.3.11. Граничные ловушки
В предыдущих разделах речь шла о двух основных типах
заряда, накапливающегося при облучении в МОП-структурах: это заряд, захваченный в оксиде, и заряд поверхностных состояний. В п. 3.3.5 говорилось, что электроны,
туннелирующие из кремния на ловушки в оксиде, могут
нейтрализовать эти ловушки. Данный процесс может пойти и в обратном направлении, если подать отрицательное
смещение. Время, необходимое для нейтрализации ловушек, зависит от удаленности ловушки от границы Si/SiO2.
Таким образом, ловушки, расположенные близко к границе, могут легко обмениваться зарядом с кремнием, а
ловушки, удаленные от границы, могут вообще не обмениваться зарядом с кремнием. Если обмен зарядом между
ловушками и кремнием происходит в пределах времени
измерений, то такие ловушки по своим свойствам ближе
к ПС, чем к оксидным ловушкам. Ловушки такого типа
называются граничными ловушками [50] (в англоязычной литературе — border traps).
Расположение в МОП-приборах граничных и оксидных ловушек, а также ПС показано на рис. 3.30 [50]. Скорость процесса туннелирования электронов из кремния в
оксид задается выражением (3.23). При увеличении расстояния от границы временные рамки процесса туннелирования возрастают экспоненциально. Таким образом,
граничные ловушки могут располагаться очень близко к
границе Si/SiO2. В первом приближении можно считать,
что туннелирующие электроны могут пассивировать практически весь захваченный в SiO2 заряд, локализованный в
пределах ~3 нм как от границы Si/SiO2, так и от границы
затвор/SiO2 [13, 39, 50]. При изменении времени туннелирования на порядок это расстояние меняется в пределах
±0,25 нм. Таким образом, ловушки, удаленные от границы
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
146
Глава 3
Рис. 3.30. Иллюстрация концепции граничных ловушек (граничные ловушки — это оксидные ловушки, лежащие вблизи границы раздела) [50]
менее чем на ~3 нм, могут легко перезаряжаться, и они обозначаются как граничные ловушки. Данные ловушки отличаются от оксидных ловушек, которые удалены от границы более чем на 3 нм и не могут легко обмениваться зарядом с границей [50]. Однако точная граница между
оксидными и граничными ловушками будет зависеть от
условий изготовления приборов и частоты, на которой проводятся измерения. Следует отметить, что в роли как
оксидных, так и граничных ловушек могут выступать
одни и те же центры (например, E¢g -центр).
Эксперименты по определению количества граничных
ловушек проводились на основе объединения измерений
порогового напряжения и измерений по методу накачки
заряда на n- и р-канальных транзисторах [63]. В некоторых случаях число граничных ловушек, измеренное на облученных МОП-транзисторах, превышало число радиационно-индуцированных ПС, т. е. в ряде приборов число граничных ловушек может быть вполне значительным.
При определении того, как ведут себя ловушки — подобно граничным ловушкам или оксидным ловушкам, —
несомненно, важную роль играет частота измерительного
сигнала. Например, при измерениях ВАХ со скоростью
развертки ~4 В/с (что эквивалентно частоте ~1–4 Гц)
оксидные ловушки, лежащие в пределах ~3 нм от грани-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Дозовые ионизационные эффекты в структуре Si/SiO2
147
цы, могут быть приняты за ПС. С другой стороны, при измерениях по методу накачки заряда, которые обычно проводятся при высокой частоте (~1 МГц), ловушки, определенные при измерениях ВАХ как ПС и удаленные от
границы на то же расстояние, могут не быть идентифицированы как ПС. Это проиллюстрировано на рис. 3.31 [13].
Здесь показан график зависимости захватываемого и испускаемого ловушками заряда для ПС или граничных ловушек (рекомбинируемый заряд за цикл) от частоты для
МОП-транзисторов, облученных дозой 1 Мрад(Si). Сигнал
накачки заряда разворачивался в пределах от инверсии до
аккумуляции. При частоте ниже ~1 кГц наблюдается быстрый рост рекомбинируемого заряда с понижением частоты. При меньших частотах электроны могут туннелировать глубже в оксид, заполняя и освобождая большее число оксидных ловушек. Таким образом, при снижении
частоты возрастает количество проявляющихся при измерениях оксидных ловушек, которые могут обмениваться
зарядом с кремнием.
Концепция граничных ловушек полезна для объяснения различных явлений, определяющихся дефектами,
Рис. 3.31. Величина рекомбинируемого заряда в зависимости
от частоты, на которой проводятся измерения [13] (рост рекомбинируемого заряда определяется заполнением и освобождением граничных ловушек)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
148
Глава 3
расположенными вблизи границ раздела. Например, в настоящее время имеются доказательства того, что 1/f-шум
практически полностью определяется приграничными
оксидными ловушками [13, 15. 50]. В зависимости от метода измерений ловушки, расположенные в оксиде вблизи
границы раздела с кремнием, могут быть определены и как
оксидные ловушки, и как ПС. Таким образом, хотя речь
идет об одних и тех же дефектах, в одних случаях 1/f-шум
коррелирует с количеством оксидных ловушек, а в других — с количеством ПС [13]. В последнем случае считается, что 1/f-шум связан с количеством Pb-центров. Наилучшим образом 1/f-шум коррелирует с числом граничных
ловушек. Таким образом, если различать ПС (Pb) и граничные ловушки, то можно разобраться в некоторой путанице, имеющейся в литературных данных по 1/f-шуму.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Глава 4
Влияние космической радиации
на характеристики приборов
и микросхем, изготовленных
на основе МОП структур
4.1. Изменение характеристик МОП транзисторов
и логических КМОП элементов
при радиационном облучении
При радиационном облучении накопление заряда в оксиде и заряда ПС приводит к изменению порогового напряжения МОП-транзистора:
DVth = DVot + DVit,
(4.1)
где DVth — изменение порогового напряжения; DVot —
сдвиг порогового напряжения, обусловленный накопленным в оксиде зарядом; DVit — сдвиг порогового напряжения, обусловленный накопленным зарядом ПС.
Вклады зарядов оксида и ПС в общее изменение порогового напряжения могут быть определены следующим образом [8, 15, 18]:
DV ot = -
DQot
;
C0
(4.2)
DVit = -
DQit
,
C0
(4.3)
где DQot, DQit — радиационно-индуцированное изменение
удельных зарядов оксида и ПС соответственно; С0 —
удельная емкость диэлектрика.
Изменения зарядов оксида и ПС определяются как разность значений соответствующих зарядов после радиационного облучения и исходных значений. Заряд оксида свя-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
150
Глава 4
зан с концентрацией положительно заряженных оксидных ловушек соотношением
tox
Qot = q0
+
ò N ot (x)dx,
(4.4)
0
+
где N ot
(x) — распределение по толщине оксида концентрации положительно заряженных оксидных ловушек.
Заряд ПС Qit может быть рассчитан через плотность ПС
с помощью выражения (3.13) (см. п. 3.2.2).
Следует отметить, что накопленный заряд и сдвиг напряжения имеют разные знаки (см. выражения (4.2) и (4.3)).
При положительном заряде сдвиг порогового напряжения
будет отрицательным и, наоборот, при отрицательном заряде сдвиг порогового напряжения будет положительным.
Таким образом, в приборах, в которых доминирует накопление заряда в оксиде, пороговое напряжение будет сдвигаться преимущественно в отрицательную сторону.
При облучении с высокой мощностью дозы в течение
малого времени нейтрализация заряда в оксиде будет проявляться слабо, и величина DVot может быть достаточно
большой по модулю и отрицательной [13]. Кроме того, при
облучении в этих условиях бывает недостаточно времени
для накопления заряда ПС, и величина DVit обычно оказывается малой. Таким образом, при высоких значениях
мощности дозы и малых временах облучения сдвиг порогового напряжения как n-, так и р-канальных транзисторов
может быть большим и отрицательным. В случае n-канальных транзисторов большие отрицательные сдвиги порогового напряжения могут существенно повысить ток
утечки сток-исток. Это, в свою очередь, вызывает значительное повышение статического тока утечки по цепи питания КМОП ИС IDD и может привести к отказу ИС.
При средних значениях мощности дозы будет происходить некоторая нейтрализация захваченного в оксиде
заряда, а также некоторое накопление ПС [13]. Следовательно, в этом случае DVot и DVit могут иметь большие значения. В n-канальных транзисторах DVot и DVit стремятся
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
151
компенсировать друг друга. Поэтому при средних мощностях дозы, даже несмотря на то, что вклады в сдвиг порогового напряжения (DVot и DVit) могут быть большими, суммарное изменение порогового напряжения n-канального
транзистора может быть небольшим, а уровень радиационного отказа ИС — относительно высоким.
При длительном низкоинтенсивном облучении транзисторов, изготовленных по радиационно-стойкой технологии, в процессе облучения нейтрализуется большая часть
захваченного в оксиде заряда [13]. В результате величина
DVot обычно получается небольшой. В противоположность
этому, длительное время низкоинтенсивного облучения
достаточно для выхода процесса накопления ПС на насыщение. Это приводит к положительному сдвигу порогового
напряжения n-канальных транзисторов и снижению подвижности носителей. В результате снижается рабочий ток
транзисторов и может произойти отказ ИС по динамическим параметрам.
На рис. 4.1 [13] показана зависимость сдвига порогового напряжения от мощности дозы для n-канальных транзисторов, облученных дозой 1 Мрад(Si). Эти данные получены из результатов, представленных на рис. 3.27. Следу-
Рис. 4.1. Изменение порогового напряжения в зависимости от
мощности дозы
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
152
Глава 4
ет отметить, что при наибольшей мощности дозы
(200 рад(Si)/с) наблюдается большой отрицательный сдвиг
порогового напряжения, а при наименьшей мощности
дозы (0,1 рад(Si)/с) — большой положительный сдвиг. При
мощности дозы 2 рад(Si)/с сдвиг порогового напряжения
приблизительно равен нулю.
В случае р-канальных транзисторов и DVot, и DVit имеют отрицательные значения и складываются. При высокой мощности дозы DVot может быть большим. При низкой
мощности дозы DVot все еще может быть большим, поскольку стандартные значения рабочих напряжений, подаваемых на р-канальные транзисторы, не дают значительной нейтрализации посредством туннелирования захваченного в оксиде заряда. Кроме того, также может быть
большим значение DVit. Таким образом, как при высокой,
так и при низкой мощности дозы может наблюдаться большой отрицательный сдвиг порогового напряжения р-канальных транзисторов.
В случае коммерческих технологических вариантов
n-канальных транзисторов даже при длительном облучении, характерном для космоса, будет наблюдаться значительно меньшая нейтрализация заряда, захваченного в
оксиде [13]. В этом случае отклик прибора может определяться накоплением заряда в оксиде, аналогично тому,
как это происходит в стойких приборах в течение малого
времени после воздействия радиационного импульса. Таким образом, для некоторых коммерческих технологических вариантов причиной, определяющей отказ ИС в космической среде, может служить большой отрицательный
сдвиг порогового напряжения n-канальных транзисторов,
приводящий к сильному росту статического тока утечки
по цепи питания ИС, или большой отрицательный сдвиг
порогового напряжения р-канальных транзисторов. Для
других коммерческих технологических вариантов и большинства радиационно-стойких технологических вариантов
причиной отказа ИС в космической среде может служить
большой положительный сдвиг порогового напряжения
n-канальных транзисторов и/или большой отрицательный
сдвиг порогового напряжения р-канальных транзисторов.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
153
Заметим, что для некоторых радиационно-стойких технологических вариантов скорость нейтрализации заряда в
оксиде для n-канальных транзисторов может быть ниже, и
отказ ИС при низкой мощности дозы также может вызываться увеличением тока утечки ИС [13].
Одним из следствий зависимости от времени нейтрализации заряда в оксиде и накопления ПС является «rebound-эффект» [13, 32, 64]. На рис. 4.2 [13] показаны зависимости порогового напряжения и его составляющих от времени облучения и отжига для n-канальных транзисторов.
Облучение производилось при комнатной температуре,
а отжиг — при комнатной температуре и при 125 °С (отжиг
с подачей смещения при повышенной температуре после
облучения часто используется для наблюдения reboundэффекта). Типичные значения температуры для таких исследований составляют ~100 °С. При облучении и отжиге
подавалось напряжение 10 В. Величины DVot и DVit опреде-
Рис. 4.2. Изменение Vth, DVot и DVit в процессе облучения при
комнатной температуре и последующего отжига с подачей
электрического смещения при температурах 25 и 125 °С (иллюстрация понятия rebound-эффекта) [13]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
154
Глава 4
лялись по отношению к исходным значениям соответствующих вкладов в пороговое напряжение. Из рисунка видно,
что при облучении идет большое накопление зарядов в
оксиде и на ПС. Для исследуемых приборов и условий облучения в оксиде накапливается больший заряд, чем на
ПС, что ведет к отрицательному сдвигу порогового напряжения. Это обычно наблюдается в лабораторных экспериментах при средних значениях мощности дозы для многих
технологических вариантов. Во время отжига как при
комнатной температуре, так и при 125 °С идет нейтрализация заряда в оксиде. Однако время нейтрализации величины DVot при температуре 125 °С существенно меньше, чем
при комнатной температуре. За тот же интервал времени
наблюдается небольшое изменение заряда ПС (небольшое
повышение). Итоговым результатом отжига является то,
что пороговое напряжение имеет большое положительное
значение. Пороговое напряжение «откатывается» (reboundэффект) от значения, меньшего исходного (до облучения) и
измеренного сразу по окончании облучения, до измеренного после отжига значения, превосходящего исходное. В сущности, при испытаниях на rebound-эффект моделируются
условия, характерные для космоса, путем нейтрализации
значительной части захваченного в оксиде заряда (что должно иметь место при длительном низкоинтенсивном облучении) в отсутствие отжига заряда ПС.
Рост числа ПС приводит к снижению подвижности носителей заряда в канале транзистора. В общем случае деградация подвижности при накоплении ПС описывается
соотношением [13]
m0
,
(4.5)
m=
1 + aDNit
где m0 — значение подвижности до облучения; a — постоянная.
В ходе различных экспериментов по исследованию
подвижности было обнаружено, что выражение (4.5) выполняется для большинства условий, за исключением начальных моментов (< 0,1 с) после воздействия радиационного импульса [13]. В начальные моменты времени после
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
155
облучения (~0,01 с) вблизи границы Si/SiO2 может иметь
место значительная концентрация захваченного в оксиде
заряда, которая также может влиять на деградацию подвижности, а в ряде случаев и определять ее. Однако по мере
движения фронта туннелирования электронов вглубь
оксида, сопровождающегося нейтрализацией заряда оксида вблизи границы, значимость заряженных дырочных
ловушек в процессе деградации подвижности понижается [13].
Накопление ПС при радиационном облучении также
приводит к повышению уровня так называемого фликкершума, который относится к шумам типа 1/f и является доминирующим низкочастотным шумом в МОП-транзисторах. Данный вид шума обусловлен флуктуацией заряда,
вызываемой рекомбинацией и генерацией носителей через
ПС. Действие проникающей радиации приводит к росту
плотности ПС, а следовательно, к повышению уровня низкочастотных шумов и увеличению частоты, начиная с которой преобладают шумы со спектром 1/f.
Выходные напряжения логических КМОП-элементов
практически не меняются даже при заметном росте токов
утечки при облучении, поскольку они фиксируются на
уровнях, определяемых потенциалами общих шин пита1
0
» Vпит; V вых
» 0. Однако происходит сдвиг перения: V вых
ключательной характеристики в результате изменения пороговых напряжений транзисторов, что сопровождается
соответствующими изменениями напряжений отпирания
n
Vвх.от = Vth
и запирания Vвх.з » Vпит – Vthp . При этом, в зависимости от изменений пороговых напряжений транзисторов, может расшириться или сузиться область входных напряжений, ограниченная пределами Vвх.от и Vвх.з, при которых в элементе протекает сквозной ток. Это объясняется
тем, что n- и р-канальные транзисторы оказываются одновременно в проводящем состоянии. Расширение этой области вызывает рост тока потребления, а сужение — его
уменьшение [5, 65]. Дозовые эффекты приводят к увеличению токов утечки в кристалле, что также приводит к увеличению тока потребления.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
156
Глава 4
Быстродействие логических КМОП-элементов, определяемое средним временем задержки распространения сигнала, изменяется при облучении по двум причинам: из-за
изменения пороговых напряжений и в результате уменьшения удельной крутизны транзисторов. При переходе из
состояния логической «1» в состояние логического «0» задержка распространения сигнала определяется задержкой
n
отпирания n-канальных транзисторов tз.от
. Хотя эта задержка определяется временем нарастания управляющего
n
сигнала до уровня порогового напряжения Vth
. Однако
n
, невозможно без
указать однозначно, как изменится tз.от
n
оценки величины DE = Vпит – (Vth
+ Vthp ): если она увеличиn
возрастает [65]. При облучении также измевается, то tз.от
няется и задержка отпирания р-канальных транзисторов.
Эта задержка определяется временем заряда паразитных
емкостей до уровня Vпит – Vthp токами n-канальных тран-
зисторов при переключении элемента из состояния логического «0» в состояние логической «1».
Таким образом, радиационная стойкость логических
КМОП-элементов лимитируется либо допустимым значением помехоустойчивости, либо снижением быстродействия. Разумеется, речь идет об ограничениях указанных
параметров, при которых обеспечивается нормальное
функционирование ИС в данном устройстве. При таком
подходе радиационная стойкость оказывается значительно ниже, чем при определении предельных доз по критериям отказа ИС.
4.2. Влияние конструктивно технологических
характеристик на радиационную стойкость
МОП структур
В данном параграфе будут рассмотрены конструктивнотехнологические характеристики, влияющие на стойкость оксидов, в основном это будут параметры, определяющие стойкость подзатворных оксидов. Данные пара-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
157
метры также будут оказывать аналогичное влияние на
радиационно-индуцированное накопление заряда в полевых изоляционных оксидах и захороненных оксидах
КНИ-структур.
Ключевым моментом технологического процесса,
сильно влияющим на стойкость подзатворного оксида, является толщина оксида. К счастью, при снижении толщины оксида улучшается его радиационная стойкость
[13, 15]. На рис. 4.3 [13] показаны графики зависимостей
от толщины оксида сдвигов порогового напряжения, обусловленных зарядами ПС и в оксиде, для сухих и влажных (выращенных в паровой среде) оксидов. Видно, что
сдвиги порогового напряжения, приходящиеся на оба типа
зарядов, снижаются с уменьшением толщины по степенно,5
,8
му закону, чуть слабее, чем t2ox (от t1ox
до t1ox
). Для очень
тонких оксидов (< 20 нм) имеются свидетельства того, что
величина радиационно-индуцированного заряда, захваченного в оксиде, снижается с уменьшением толщины
оксида даже еще сильнее [13]. Благодаря улучшению стойкости по мере уменьшения толщины подзатворные оксиды
Рис. 4.3. Графики зависимости сдвигов порогового напряжения,
обусловленных зарядами, накопленными в оксиде (а) и на ПС
(б), от толщины оксида [13]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
158
Глава 4
передовых коммерческих технологических вариантов могут быть чрезвычайно радиационно-стойкими.
Кроме толщины оксида на радиационную стойкость
могут влиять и другие технологические характеристики.
Например, высокотемпературный отжиг может существенно снизить стойкость прибора в результате образования в оксиде кислородных вакансий. На рис. 4.4 показан
график температурной зависимости DVot для конденсаторов, отожженных в азоте при температурах от 800 до
950 °С и облученных дозой 1 Мрад(SiO2) [13]. Температура
отжига более 875 °С приводит к значительному росту DVot.
Передовые коммерческие технологии изготовления ИС
имеют тенденцию к минимизации времени и температуры
операций отжига и окисления, чтобы свести к минимуму
перераспределение легирующих примесей. Таким образом, минимизация температуры отжига в целях повышения радиационной стойкости согласуется с существующими тенденциями развития технологии изготовления коммерческих ИС.
Отжиг в среде азота при тех же температурах на величину DVit влияет существенно меньше. Однако отжиг в водородсодержащей среде после осаждения материала затвора (поликремния или металла) может привести к сущес-
Рис. 4.4. Влияние температуры отжига на радиационно-индуцированный заряд, накопленный в оксиде [13]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
159
Рис. 4.5. Влияние водорода на радиационно-индуцированное
накопление заряда ПС [13]: конденсатор А отжигался в среде с
наименьшим содержанием водорода, а конденсатор С — в среде с наибольшим содержанием водорода
твенному повышению радиационно-индуцированного
заряда ПС. На рис. 4.5 [13] показаны значения DVit для
конденсаторов, отожженных после осаждения материала
затвора в средах с различным содержанием водорода и облученных дозой 100 крад(SiO2). Конденсатор А отжигался
в среде с наименьшим содержанием водорода, а конденсатор С — в среде с наибольшим содержанием водорода. Увеличение содержания водорода при отжиге привело к росту
концентрации заряда ПС.
Таким образом, для получения оптимальной стойкости технологические операции после создания затворной
системы следует проводить при температуре £ 850 °С (за исключением, возможно, нескольких операций быстрого
кратковременного термического отжига) и в среде, содержащей минимальное количество водорода.
4.3. Радиационные эффекты в МОП структурах
с ультратонкими оксидами
Современные высокоинтегрированные изделия микро- и
наноэлектроники характеризуются наличием ультратонких подзатворных диэлектриков. Реакция таких изделий
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
160
Глава 4
на воздействие проникающей радиации может иметь ряд
специфических особенностей. Основные механизмы радиационных эффектов в ультратонких оксидах отличаются
от механизмов для подзатворных оксидов средней толщины. Ультратонкими являются те оксиды, в которых накопленный в оксиде заряд может нейтрализовываться посредством туннелирования электронов как из затвора,
так и с границы Si/SiO2. Как было сказано в п. 3.3.5, расстояние, на которое распространяется фронт туннелирования вглубь оксида, определяется выражением (3.23).
Фронт туннелирования можно описать для каждой границы. Если расстояние, на которое этот фронт проникает
в оксид, превосходит толщину оксида, то будут нейтрализованы все ловушки в оксиде. В результате туннелирования электронов из затвора и/или кремния в очень тонких
оксидах (< 10 нм) ловушки быстро теряют захваченные
дырки [13]. Это приводит к тому, что большое количество
оксидных ловушек будет вести себя подобно граничным
ловушкам (граничные ловушки — это ловушки в оксиде,
которые могут обмениваться носителями заряда с кремнием в пределах времени электрических измерений, см.
п. 3.3.11). Фактически в случае очень тонких оксидов
(< 6 нм) может вообще не быть «объемоподобных» ловушек, и все ловушки в оксиде потенциально будут вести
себя как граничные ловушки. Таким образом, в случае
ультратонких оксидов возможно отсутствие в чистом
виде радиационно-индуцированного положительного заряда, захваченного в оксиде, а все ловушки могут вести
себя электрически подобно ПС (справедливо как для ПС,
так и для граничных ловушек).
Другое явление, связанное с ультратонкими подзатворными оксидами, — это радиационно-индуцированный
ток утечки (Radiation-Induced Leakage Current — RILC)
[13]. RILC — это повышение тока утечки, наблюдаемое в
слабых электрических полях и возникающее после облучения ультратонких подзатворных оксидов относительно
высокими дозами ионизирующего излучения. Потенциально RILC может влиять на характеристики надежности
прибора и имеет схожие черты с током утечки, появляю-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
161
щимся после нагрузки оксида сильными электрическими
полями (SILC — Stress-Induced Leakage Current). Эффект
возникновения RILC иллюстрируется на рис. 4.6 [13].
Здесь показан график зависимости тока утечки IG от напряжения затвора VG для необлученного конденсатора с
р-подложкой и конденсатора, облученного гамма-квантами 60Со дозой 5,3 Мрад(Si) при подаче на затвор напряжения –0,3 В. Толщина оксида составляла 4,4 нм. ВАХ измерялись при развертке напряжения затвора от нуля до положительных значений. При низких значениях напряжения
на затворе (электрического поля) для облученных конденсаторов IG больше, чем для необлученных. При использованных в данных экспериментах напряжениях электрическое поле в оксиде меньше, чем необходимо для наблюдения SILC. Это предполагает, что большие значения IG
для облученных конденсаторов являются радиационно-индуцированными. Тот факт, что характеристики необлученных и облученных конденсаторов при больших электрических полях схожи, говорит о том, что радиационно-индуцированный заряд в оксиде незначителен [13].
RILC возрастает с уменьшением толщины оксида и увели-
Рис. 4.6. Зависимость тока утечки затвора от напряжения на затворе для необлученных конденсаторов и конденсаторов, облученных гамма-квантами 60Со дозой 5,3 Мрад(Si) при подаче на
затвор смещения –0,3 В
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
162
Глава 4
чением дозы. С ростом дозы RILC увеличивается приблизительно линейно. Это говорит о том, что плотность нейтральных дефектов в оксиде приблизительно линейно возрастает с увеличением дозы.
RILC наблюдался при использовании широкого круга
радиационных источников и частиц [13], включая гаммаисточники 60Со, линейные ускорители электронов с энергией 8 МэВ, рентгеновское излучение с энергией 10 кэВ,
а также тяжелые ионы с большими и малыми линейными
потерями энергии (ЛПЭ). Для ионов с низкими значениями ЛПЭ и фотонов RILC проявляется схожим образом, несмотря на то что ЛПЭ тяжелых ионов и генерированных
фотонами вторичных электронов различаются на порядки
величины. В случае воздействия тяжелых ионов с высокими ЛПЭ ток утечки затвора возрастает в результате начала
радиационно-индуцированного мягкого пробоя [13].
Механизм возникновения RILC приписывается неупругим процессам туннелирования, протекающим с помощью нейтральных ловушек в оксиде [13]. Данный механизм проиллюстрирован на рис. 4.7. При воздействии
ионизирующего излучения в объеме оксида создаются нейтральные электронные ловушки. При подаче на затвор положительного напряжения электроны из зоны проводимости кремния могут туннелировать вначале на нейтраль-
Рис. 4.7. Схематическая диаграмма конденсатора с ультратонким подзатворным оксидом. RILC вызывается туннелированием
электронов через оксид с участием ловушек в оксиде
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
163
ные электронные ловушки, а затем — в затвор. Поскольку
RILC вызывается электронным туннелированием, он будет
сильно зависеть от толщины оксида, возрастая с ее уменьшением. Данная модель подтверждается решением квантово-механического уравнения Шредингера для вероятности туннелирования электрона через оксид [13]. При использовании двойного гауссовского пространственного и
энергетического распределения нейтральных электронных ловушек было достигнуто согласие между результатами моделирования и экспериментальными данными. Похоже, что нейтральные электронные ловушки создаются
при захвате радиационно-индуцированных в оксиде дырок
E¢-центрами [13] (измерения ЭПР показали корреляцию
между E¢-центрами и RILC). На распределение нейтральных ловушек влияет подаваемое при облучении электрическое поле, в результате чего RILC зависит от напряжения. Для азотированных ультратонких оксидов максимум
RILC возникает при приблизительно нулевом электрическом поле в оксиде.
4.4. Некоторые особенности дозовых
радиационных эффектов в МДП структурах
с альтернативными диэлектриками
С момента разработки МОП ИС основным подзатворным
диэлектриком был диоксид кремния. По мере развития
технологии ИС толщина подзатворного SiO2 становится
крайне малой. Она может достигнуть такого значения,
когда электронное туннелирование приведет к чрезмерно
большому росту энергопотребления. Чтобы обойти эту
проблему, исследовались альтернативные подзатворные
диэлектрики с высокими значениями диэлектрической
константы — также называемые «high-k-диэлектрики».
При более высоких значениях диэлектрической константы можно использовать более толстые диэлектрики для
получения той же емкости, что и в случае тонкого подзатворного SiO2. Для этих толстых диэлектриков с большой диэлектрической константой понижается влияние
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
164
Глава 4
электронного туннелирования, а захваченный в оксиде
заряд может быть более значимым.
В настоящее время имеется очень мало информации о
радиационной стойкости диэлектриков, рассматриваемых
в качестве замены SiO2. Поскольку толщина подзатворных
диэлектриков будет больше, а для их осаждения или выращивания используются различные методы, возможно, что
эти диэлектрики будут захватывать значительно больше
заряда, чем тонкий термически выращенный подзатворный SiO2. В результате радиационно-индуцированное накопление заряда вновь может влиять на радиационную
стойкость ИС.
Одним из распространенных в настоящее время альтернативных диэлектриков является диоксид гафния
HfO2, который имеет более высокую диэлектрическую
константу (~25) по сравнению с SiO2 (~3,9). Он в меньшей
степени, по сравнению со многими другими рассматриваемыми диэлектриками, вступает в реакции с поликремнием и дает хорошие результаты по ряду надежностных характеристик, таких как генерированный электрическим
полем ток утечки (SILC), зависящий от времени пробой диэлектрика, и среднее время наработки на отказ [13].
На рис. 4.8 представлены дозовые зависимости сдвига
напряжения середины зоны для конденсаторов с диэлектриком из оксида гафния, облученных рентгеновскими
лучами с энергией кванта 10 кэВ при подаче во время облучения напряжения 0 и 3 В [13]. Физическая толщина
подзатворного оксида гафния составляла 32 нм. Это соответствует эквивалентной толщине оксида (EOT — Equivalent Oxide Thickness) 5 нм. Здесь имеется в виду эквивалентная толщина SiO2, соответствующая тому же значению емкости затвора. В предположении, что в середине
зоны заряд ПС нейтрален (что для оксида гафния требует
подтверждения), сдвиг напряжения середины зоны равен
сдвигу напряжения за счет накопленного в оксиде заряда.
Сдвиг напряжения середины зоны относительно большой.
После облучения дозой 900 крад(SiO2) сдвиг напряжения
превышает 1 В для конденсаторов, облученных с подачей
смещения 3 В, и приблизительно 0,8 В для конденсаторов,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
165
Рис. 4.8. Дозовые зависимости сдвига напряжения середины
зоны для конденсаторов на основе диоксида гафния, облучаемых рентгеновскими квантами с энергией 10 кэВ при подаче
смещения 0 и 3 В
облученных при нулевом смещении. Эти сдвиги соответствуют приблизительно 50%-му захвату дырок. Для производства БИС передовых технологических вариантов более актуальными будут толщины диоксида гафния, соответствующие ЕОТ < 2 нм. Можно ожидать, что для них сдвиг
напряжения должен быть значительно меньшим, в предположении, что радиационная стойкость диэлектриков из
оксида гафния, как и из SiO2, повышается с уменьшением
толщины диэлектрика.
Другим более детально исследованным альтернативным
диэлектриком является переокисленный азотированный
оксид (RNO — reoxidized nitrided oxide). Азотированные
оксиды имеют плотность микроканалов меньшую, чем в
SiO2, и могут быть выращены при высокой температуре,
что дает лучшую однородность, меньшие механические напряжения и фиксированный заряд. Кроме того, они могут
препятствовать диффузии легирующих примесей через диэлектрик, что влияет на удельное сопротивление канала
[13]. Эти свойства делают азотированные оксиды и RNO
привлекательными для использования в качестве ультратонких подзатворных диэлектриков в коммерческих и радиационно-стойких приборах. В ряде экспериментов было
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
166
Глава 4
показано, что RNO превосходят термические оксиды по радиационной стойкости и деградации, обусловленной горячими носителями [13].
Азотированные оксиды могут быть изготовлены различными методами. Одним из прямых методов является
отжиг термических оксидов в среде аммиака (NH3). Отжиг
в среде аммиака дает высокую концентрацию азота в диэлектрике с максимумами вблизи обеих границ. Азотирование термических оксидов может привести к образованию большого количества электронных ловушек [13].
Электронные ловушки определяют высокие исходные (до
облучения) значения порогового напряжения и низкую
подвижность носителей. Азотированные оксиды могут
быть переокислены путем высокотемпературного кислородного отжига, что приводит к образованию RNO. Переокисление азотированных оксидов снижает количество
азота в объеме диэлектрика и на границе с затвором, оставляя большой пик вблизи границы диэлектрик/кремний.
RNO-процессы можно оптимизировать для получения
транзисторов с исходной плотностью ПС, сравнимой с величиной, характерной для термических оксидов. Переокисление также понижает количество электронных ловушек [13], что приводит к более высоким исходным (до облучения) концентрациям фиксированного заряда.
Основным различием в радиационном отклике между
термическими оксидами и RNO является почти полное отсутствие накопления ПС в случае применения RNO-диэлектриков. Можно создать RNO-диэлектрики, в которых
не будет никакого измеримого накопления ПС при облучении дозами свыше 50 Мрад(Si) [13]. Это делает затворные
системы с RNO привлекательными для космических применений. В тех случаях, когда при облучении наблюдается
некоторое накопление ПС, после облучения количество ПС
не увеличивается со временем [13]. Это, скорее всего, происходит из-за того, что водород, высвобожденный в объеме
диэлектрика или вблизи границы (который отвечает за накопление ПС в термических оксидах), не может проникать
в богатый азотом слой оксинитрида вблизи границы и образовывать поверхностные ловушки.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
167
Можно изготовить RNO-диэлектрики так, чтобы величина накопленного в оксиде заряда была меньше или сравнима с величиной, характерной для термических оксидов.
На рис. 4.9 [13] представлены графики дозовых зависимостей сдвига напряжения середины зоны для р-канальных
транзисторов, изготовленных с применением стойкого
оксида и RNO. Толщина оксида и RNO-диэлектрика составляла 37 нм, а уровень фиксированного заряда до облучения равнялся ~3 · 1010 и 1011 см–2 соответственно. В середине зоны заряд ПС нейтрален, следовательно, сдвиг напряжения середины зоны соответствует сдвигу порогового
напряжения, обусловленному зарядом, захваченным в
оксиде. Напряжение при облучении составляло +5 В в случае стойких оксидов и ±5 в случае RNO-оксидов. После облучения дозой 10 Мрад(SiO2) величина накопленного в
оксиде заряда в стойких оксидах более чем в 2 раза выше,
чем в RNO-оксидах. Следует отметить, что в транзисторах
с RNO-оксидами сдвиги напряжения приблизительно одинаковы как при +5 В, так и при –5 В во время облучения.
Рис. 4.9. Дозовые зависимости изменения напряжения середины зоны для транзисторов с подзатворными термическим и
RNO-оксидами толщиной 37 нм [13]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
168
Глава 4
Для определения микроструктуры точечных дефектов
в азотированных диэлектриках были проведены исследования азотированных и переокисленных азотированных
диэлектриков методом ЭПР [13]. Азотирование термических оксидов ведет к снижению числа радиационно-индуцированных E¢-центров. Кроме того, азотирование создает
предшественников для дефектных центров мостикового
азота. Центр мостикового азота представляет собой атом
азота, соединенный с двумя атомами кремния. При этом
две связи азота остаются доступными для захвата заряда.
Переокисление вызывает повышение числа радиационноиндуцированных E¢-центров и снижает число предшественников мостикового азота. Центры мостикового азота
отвечают за захват электронов в азотированных оксидах.
E¢-центры, присутствующие после переокисления, отличаются от характерных для термических оксидов тем, что
они электрически нейтральны в парамагнитном состоянии
[13]. Таким образом, большинство E¢-центров в RNO-диэлектриках, по-видимому, не связано с радиационно-индуцированным зарядом в оксиде. Эксперименты по стравливанию, проводимые на азотированных и RNO-диэлектриках, показали, что распределение центров мостикового
азота имеет пик вблизи границы затвор/SiO2, а радиационно-индуцированные E¢-центры расположены однородно по
толщине диэлектрика (в случае термических оксидов радиационно-индуцированные E¢-центры могут располагаться вблизи границы Si/SiO2). Таким образом, процесс азотирования изменяет распределение радиационно-индуцированных E¢-центров.
4.5. Влияние полевых оксидов
на радиационную стойкость ИС
Итак, общая тенденция развития технологии изготовления ИС в сторону уменьшения толщины подзатворного
оксида способствует повышению радиационной стойкости. Тем не менее полевые оксиды передовых коммерческих технологий по-прежнему остаются достаточно тол-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
169
стыми и могут быть очень чувствительными к воздействию ионизирующего излучения. При воздействии
относительно малых доз ионизирующего излучения
(~10 крад(Si) для многих коммерческих приборов) в полевом оксиде может накапливаться заряд, достаточный для
возникновения отказа ИС, индуцированного полевым
оксидом. По существу, радиационно-индуцированное накопление заряда в полевом оксиде является главной причиной отказов ИС передовых коммерческих технологий.
Полевые оксиды намного толще, чем подзатворные —
типичные значения их толщины лежат в диапазоне от 100
до 1000 нм. В отличие от подзатворных оксидов, которые,
как заведено, выращиваются путем термического окисления, полевые оксиды создаются с применением широкого
ряда методов осаждения. Следовательно, свойства, определяющие захват заряда, будут менее контролируемы и могут существенно отличаться от случая подзатворных оксидов. Даже в термически выращенных толстых оксидах накопление заряда в подзатворном и полевом оксидах может
качественно отличаться [66, 67]. Так, в экспериментах с
конденсаторами, изготовленными на основе толстого SiO2
(более 100 нм), исследовалось накопление ПС в течение
4 мс после воздействия импульса ИИ [66]. Было обнаружено, что накопление не зависит от величины и полярности
поля в оксиде и протекает приблизительно с одинаковой
эффективностью при комнатной температуре и при 77 К.
Предполагается, что здесь некоторое количество «мгновенных» ПС создается напрямую радиацией. Это противоположно тому, что наблюдается в тонких подзатворных
оксидах, где обычно число мгновенных ПС мало или они
вообще отсутствуют. Кроме того, в аналогичных образцах
наблюдался существенный захват дырок в объеме оксида
[66, 67].
Сегодня используются два основных типа изоляции
полевым оксидом — локальное окисление кремния
(LOCOS) и изоляция с использованием поверхностных канавок (STI — Shallow-Trench Isolation). Изоляция LOCOS
применяется на протяжении многих лет. Не так давно производители ИС заменили в передовых субмикронных тех-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
170
Глава 4
Рис. 4.10. Поперечный разрез транзисторов с изоляцией
LOCOS (а) и STI (б) [13]
нологиях изоляцию LOCOS на STI. На рис. 4.10 [13] изображено поперечное сечение n-канального транзистора с
изоляцией LOCOS и STI. Здесь иллюстрируется накопление положительного заряда в области «птичьего клюва»
структур с изоляцией LOCOS и аналогичное накопление
заряда в структурах с STI-изоляцией. Радиационно-индуцированный положительный заряд, накапливаясь в полевом оксиде, расположенном над поверхностью р-типа, может инвертировать эту поверхность, образуя под полевым
оксидом область n-типа.
При инверсии поверхности могут образоваться проводящие каналы, что значительно повысит ток утечки. На
рис. 4.11 изображены два возможных канала утечки для
STI-технологии [13]. Один из путей утечки лежит на краю
подзатворного оксида между истоком и стоком. Другой канал утечки может появиться между n-областями стока и
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
171
Рис. 4.11. Два возможных канала утечки (обозначены стрелками), характерных для STI-технологии [13] (в случае изоляции
LOCOS возникают аналогичные каналы утечки)
истока транзистора и n-карманом смежного р-канального
транзистора. Эти два канала утечки увеличивают статический ток потребления ИС. Так как в полевых оксидах
при облучении накапливается преимущественно положительный заряд, то обычно его влияние наиболее важно для
n-канальных транзисторов.
На основе полевого оксида образуется паразитный
транзистор, который включен параллельно с транзистором
на подзатворном оксиде. Например, на краю транзистора с
подзатворным оксидом слой затворного поликремния заходит на область полевого оксида, как показано на рис. 4.10.
Паразитный транзистор на полевом оксиде состоит из затворного поликремния, части полевого оксида, а также
стока и истока транзистора на подзатворном оксиде.
На рис. 4.12 [68] показано влияние избыточного тока
утечки паразитного транзистора на полевом оксиде на характеристики транзистора на подзатворном оксиде. Здесь
изображены зависимости тока утечки сток—исток от напряжения затвор—исток для n-канальных транзисторов
на подзатворном оксиде с учетом (суммарная кривая) и без
учета утечек, обусловленных полевым оксидом, и эти же
зависимости для транзистора на полевом оксиде. Из-за
большой толщины полевого оксида исходное значение (до
облучения) порогового напряжения паразитного транзистора относительно высокое. Однако в результате накопле-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
172
Глава 4
Рис. 4.12. ВАХ транзисторов на подзатворном и полевом оксидах, показывающие увеличение тока утечки МОП-транзистора,
вызванное паразитным транзистором на полевом оксиде
ния в полевом оксиде положительного радиационно-индуцированного заряда может получиться большой отрицательный сдвиг порогового напряжения этого паразитного
транзистора. Если сдвиг порогового напряжения паразитного транзистора достаточно велик (как показано на
рис. 4.12), то начинает протекать ток утечки в выключенном («OFF») состоянии, что значительно увеличивает ток в
цепи сток—исток транзистора на подзатворном диэлектрике. Таким образом, ток утечки, обусловленный полевым оксидом, не позволяет полностью выключить транзистор на подзатворном диэлектрике. Это существенно повышает статический ток потребления ИС.
Для повышения радиационной стойкости полевых
оксидов можно использовать различные методы. Увеличение уровня легирования в области LOCOS-изоляции, лежащей под птичьим клювом или вдоль боковой стенки STI,
приведет к росту исходного значения порогового напряжения паразитного транзистора и величины радиационноиндуцированного заряда, требуемого для инвертирования
лежащей ниже поверхности р-типа. Для повышения ради-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
173
ационной стойкости STI ИС успешно применяется увеличение толщины диэлектрика вокруг угла канавки, а также
использование n+-охранных областей [68].
4.6. Особенности проявления дозовых
радиационных эффектов в микросхемах,
изготовленных по КНИ технологии
Технология «кремний на изоляторе» (КНИ) активно исследуется в целях создания радиационно-стойких схем на
протяжении более двадцати лет. С недавнего времени она
становится основным технологическим направлением в
производстве коммерческих ИС. Главной особенностью,
делающей технологию КНИ привлекательной для радиационно-стойких и коммерческих применений, является
то, что КНИ-транзисторы созданы на слое оксида, а не на
кремниевой подложке. Это дает преимущества КНИ ИС
по сравнению с аналогичными микросхемами, изготовленными по объемной или эпитаксиальной технологии.
В стандартном тонкопленочном КНИ-транзисторе области истока и стока простираются на всю толщину верхнего
слоя кремния, типичные значения которой не превышают 200 нм. За исключением того, что КНИ-транзисторы
создаются на оксиде, процессы в технологии КНИ сильно
схожи с процессами в объемной кремниевой технологии.
По существу, каждый КНИ-транзистор включает в
себя два транзистора: стандартный транзистор с верхним
затвором, состоящий из истока, стока и подзатворного
оксида, и паразитный транзистор с нижним (обратным) затвором, состоящий из истока и стока основного транзистора, а также скрытого оксида. Этот оксид играет в паразитном транзисторе роль подзатворного диэлектрика. Подложка в транзисторе с обратным затвором выполняет роль
контакта затвора.
В настоящее время используются два основных типа
КНИ-транзисторов (с верхним затвором): частично обедненный и полностью обедненный транзисторы. В частично
обедненном транзисторе ОПЗ в теле транзистора (в облас-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
174
Глава 4
ти, лежащей под затвором), созданная верхним затвором,
не распространяется на весь верхний слой кремния. Поскольку между обедненной областью верхнего затвора и
границей кремний/скрытый оксид имеется область необедненного кремния, накопление заряда в скрытом оксиде не
влияет напрямую на характеристики частично обедненного транзистора, например на его пороговое напряжение.
В полностью обедненном транзисторе ОПЗ, образованная
верхним затвором, распространяется на всю толщину
КНИ-слоя. В этом случае транзистор с верхним затвором
электрически связан с транзистором с нижним затвором, и
радиационно-индуцированное накопление заряда в скрытом оксиде будет непосредственно влиять на характеристики транзистора с верхним затвором. То, каким будет транзистор, частично или полностью обедненным, главным образом определяется толщиной слоя кремния и уровнем
легирования области тела. Для получения полностью обедненного транзистора нужно использовать очень тонкий
и/или слабо легированный слой кремния.
Изготовление КНИ-транзисторов на слое изолятора
дает им некоторые преимущества по сравнению с транзисторами, изготовленными по стандартной объемной кремниевой технологии. Преимущество технологии КНИ заключается в том, что здесь получаются значительно меньшие
площади p–n-переходов. В результате КНИ-транзистор
имеет меньшие паразитные емкости и, как следствие, обеспечивает большее быстродействие и меньшее энергопотребление, чем в эквивалентных схемах, созданных по объемной кремниевой технологии. На рис. 4.13 представлены
зависимости времени выборки от напряжения питания
для микросхем СОЗУ емкостью 512 кбайт, изготовленных
по КНИ- и объемной кремниевой технологии с топологической нормой 0,25 мкм [13]. Из этих данных видно, что
КНИ-схемы могут работать при меньших уровнях напряжения питания и с меньшим временем выборки по сравнению со схемами, изготовленными по объемной кремниевой
технологи. Кроме того, отсутствие каналов проводимости
под КНИ-транзистором также исключает возможность защелкивания p–n–p–n-структур.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
175
Рис. 4.13. Сравнение зависимостей времени выборки от напряжения питания для СОЗУ емкостью 512 кбайт, изготовленных
по КНИ- и объемной кремниевой технологии [13]
Другим предполагаемым преимуществом КНИ-схем
является то, что заряд, индуцированный тяжелыми ионами, собирается только в тонком слое кремния, лежащем
под затвором, а электронно-дырочные пары, созданные в
скрытом оксиде и подложке, не дают вклада в общий сбор
заряда. Это приводит к существенно меньшим значениям
собранного заряда по сравнению со схемами, изготовленными по объемной кремниевой технологии. В результате
этого КНИ-схемы гораздо менее чувствительны к одиночным событиям при воздействии отдельных заряженных
частиц космического пространства.
Радиационная стойкость КНИ ИС может сильно ограничиваться действием эффектов плавающей подложки.
Они возникают потому, что область тела транзистора (область, лежащая под затвором) не соединяется напрямую с
внешними контактами, т. е. она «плавает». Генерированные в теле транзистора (как при прохождении тяжелого
иона, так и при воздействии импульсного ионизирующего
излучения) носители заряда не могут эффективно покидать данную область. Это приводит к эффектам плавающей
подложки. Например, электроны, генерированные в теле
n-канального транзистора, будут быстро собираться в стоке (при нормальном электрическом смещении). С другой
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
176
Глава 4
стороны, поскольку время жизни дырок в р-области очень
велико, они могут остаться в области тела транзистора и
дрейфовать к области с наименьшим потенциалом, обычно
это исток. Когда дырки оказываются вблизи истока, они
понижают потенциальный барьер исток—подложка (тело),
что вызывает инжекцию избыточных электронов из истока в тело транзистора, которые, в свою очередь, могут быть
собраны, давая избыточный ток стока. Этот переходной
эффект плавающей подложки может значительно увеличить заряд, собранный после прохождения тяжелого иона
или после воздействия высокоинтенсивного импульса
ионизирующего излучения, по сравнению со случаем, когда
на область тела подан извне фиксированный потенциал
(фиксированная подложка или тело). Если электрическое
поле вблизи области стока достаточно велико, то при дрейфе электронов к стоку в результате ударной ионизации могут генерироваться дополнительные электронно-дырочные
пары. Эти электроны или дырки могут также образовать
дополнительные электронно-дарочные пары и привести к
резкому возрастанию тока, называемому snapback, или защелкиванием, отдельного транзистора [13]. Для снижения влияния описанных выше эффектов тело транзистора
часто соединяют с истоком, но это обычно увеличивает
площадь прибора.
Стойкость КНИ-транзисторов к воздействию поглощенной дозы зависит от радиационной стойкости трех
оксидов: 1) подзатворного оксида, 2) полевого оксида или
боковой изоляции и 3) скрытого оксида.
1. Механизмы радиационно-индуцированной деградации подзатворного оксида МОП/КНИ-транзисторов
идентичны механизмам, рассмотренным выше для подзатворных диэлектриков МОП-транзисторов (см. п. 3.3),
изготовленных по объемной кремниевой технологии.
В большинстве современных КНИ-схем для изоляции
транзисторов используется LOCOS или STI. Радиационная
стойкость этих оксидов обсуждалась в п. 4.5.
2. В технологических вариантах КНИ с использованием мезаизоляции также имеются боковые оксиды. В дан-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
177
ном случае боковой оксид появляется, если подзатворный
оксид простирается за края кремниевых островков. При
этом он образует паразитный транзистор, включенный параллельно верхнему транзистору (основному). В некоторых случаях боковой оксид менее устойчив к воздействию
радиации, чем верхний (подзатворный) оксид, и может
сильно увеличить ток утечки транзистора. Утечка, индуцированная боковым оксидом, приводит к появлению на
ВАХ МОП-транзистора выступа (или плеча), схожего с выступом, появляющимся на ВАХ объемных кремниевых
МОП-транзисторов под влиянием паразитного транзистора
на полевом оксиде (см. рис. 4.12). При правильном изготовлении боковой изоляции от боковых утечек можно избавиться [13]. Например, можно применять сильное легирование боковых областей путем селективной имплантации для повышения порогового напряжения паразитного
бокового транзистора, что понизит его значимость с точки
зрения радиационного отклика.
3. Важнейшим отличием в радиационном отклике
транзисторов, изготовленных по КНИ-технологии и объемной кремниевой технологии, является радиационно-индуцированное накопление заряда в скрытом оксиде КНИтранзисторов. При воздействии ионизирующего излучения
на скрытый оксид КНИ-структур там будет накапливаться
радиационно-индуцированный заряд. Этот заряд является
преимущественно положительным и может инвертировать
нижнюю границу области канала (тела транзистора), образуя канал утечки между истоком и стоком основного транзистора (рис. 4.14). Здесь же показана схема включения,
используемая при исследованиях ВАХ паразитного транзистора с нижним затвором. Для простоты на рис. 4.14 показано, что накопление заряда в скрытом оксиде идет
вблизи границы скрытого оксида и нижней части тела
транзистора. Однако в общем случае заряд будет захватываться по всему скрытому оксиду. Инверсия нижней части
области канала может привести к большому росту тока
утечки частично обедненного транзистора. В полностью
обедненном транзисторе радиационно-индуцированное на-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
178
Глава 4
Рис. 4.14. Иллюстрация образования канала утечки в нижней
части тела транзистора вследствие накопления заряда в скрытом оксиде и схема включения при исследовании ВАХ паразитного транзистора с нижним затвором
копление заряда в скрытом оксиде приведет к снижению
порогового напряжения основного транзистора, поскольку
основной транзистор с верхним затвором электрически
связан с паразитным транзистором с нижним затвором.
Величину накопленного в скрытом оксиде радиационноиндуцированного заряда можно определить, измерив пороговое напряжение паразитного транзистора с нижним
затвором. Схема подачи смещений при измерении ВАХ
транзистора с нижним затвором показана на рис. 4.14.
Схема подачи смещений и условия измерений аналогичны
используемым при измерениях ВАХ основного транзистора с верхним затвором за исключением того, что напряжение затвора прикладывается к подложке. Накопление в
скрытом оксиде положительного заряда может вызвать
большие отрицательные сдвиги ВАХ транзисторов с нижним затвором. Как только величина накопленного заряда
становится достаточно большой для повышения тока утечки при нулевом напряжении на нижнем затворе, начинает
возрастать ток утечки транзистора с верхним затвором.
Этот ток утечки, появившийся в результате накопления в
скрытом оксиде радиационно-индуцированного заряда, не
позволяет полностью отключить основной транзистор.
Если он достаточно велик, то может вызвать параметри-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
179
ческий отказ, который может развиться и в функциональный отказ КНИ ИС.
Радиационный отклик скрытого оксида в большой степени зависит от условий технологических процессов. Для
получения КНИ-структур чаще всего применяются два
основных метода: имплантация кислорода (SIMOX) и соединение пластин. SIMOX-подложки получаются при имплантации в кремний больших флюенсов ионов кислорода
с последующим отжигом для образования скрытого оксида
при очень высоких температурах (например, 1350 °С). Соединенные КНИ-структуры получают путем выращивания оксида на поверхности одной пластины и последующего ее соединения со второй пластиной.
Существуют многочисленные методы получения тонких верхних слоев кремния в КНИ-структурах. Общим
для всех процессов соединения пластин является высокотемпературный отжиг для создания крепкого соединения
(порядка 1100 °С). Высокотемпературный отжиг, присутствующий при изготовлении КНИ-структур (как SIMOX,
так и соединенных), вызывает обратную диффузию кислорода из скрытого оксида. Это приводит к образованию многочисленных кислородных дефектов и, как следствие, к
радиационно-индуцированному захвату заряда. Естественно ожидать, что имплантация с большими флюенсами,
используемая при изготовлении SIMOX-подложек (и некоторых подложек с соединенными оксидами), может вызвать возникновение в скрытом оксиде многочисленных
дефектов. В ряде работ было показано, что вплоть до 100%
генерированных радиацией дырок захватывается в объеме
оксида на глубокие ловушки вблизи места образования.
На рис. 4.15 [13] показан пример дозовых зависимостей сдвига порогового напряжения для двух структур:
SIMOX и полученных соединением пластин (Unibond).
Данные приведены для сдвига порогового напряжения паразитных транзисторов с нижним затвором, изготовленных по технологии SIMOX и Unibond (производитель —
SOITEC). Облучение выполнялось гамма-квантами 60Со с
мощностью дозы 50 рад(SiO2)/с в пассивном режиме
(VGS = VS = VDS = 0 В) и в выключенном (OFF) состоянии
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
180
Глава 4
Рис. 4.15. Сдвиг порогового напряжения паразитного транзистора для КНИ-структур, изготовленных по технологиям SIMOX и
Unibond [13]
(VGS = VS = 0 В; VDS = 5 В). В структурах, изготовленных по
технологии Unibond, наблюдается больший сдвиг порогового напряжения транзистора с нижним затвором при облучении в выключенном (OFF) состоянии по сравнению с
SIMOX-структурами. После захвата некоторые дырки медленно нейтрализуются электронами в результате термической эмиссии при комнатной температуре [13]. Кроме захвата
дырок по всему объему скрытого оксида также протекает
захват электронов [13]. Большинство захваченных электронов в пределах < 1 с после воздействия импульса ионизирующего излучения покидают ловушки в результате термической эмиссии при комнатной температуре. После эмиссии
электронов результирующий заряд определяется концентрацией захваченных дырок, что дает большой отрицательный сдвиг порогового напряжения для скрытого оксида.
Для уменьшения влияния захвата радиационно-индуцированного заряда в скрытом оксиде на работоспособность транзисторов используются различные методы. Эти
методы можно разделить на две основные категории: 1) методы уменьшения величины захваченного положительного радиационно-индуцированного заряда и 2) методы
уменьшения влияния захваченного радиационно-индуцированного заряда на работоспособность транзисторов.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
181
1. Одним из методов снижения величины захваченного
радиационно-индуцированного положительного заряда
является имплантация в оксид атомов кремния [13]. При
этом в скрытом оксиде образуются электронные ловушки.
Заполняясь, эти электронные ловушки компенсируют захваченный положительный заряд и снижают суммарную
величину накопленного заряда в оксиде. Для снижения радиационно-индуцированного захвата заряда исследовались иные условия имплантации и отжига при изготовлении SIMOX-структур. Например, скрытые оксиды, изготовленные с использованием дополнительных и многократных операций имплантации и отжига, меньше деградируют при воздействии радиации, чем скрытые оксиды,
изготовленные с одним циклом имплантации. При многократных имплантациях значительно снижаются как число радиационно-индуцированных ПС, так и концентрация
заряда, захваченного в оксиде [13]. В качестве метода повышения стойкости скрытых оксидов также предлагалось
понижение дозы имплантации кислорода и имплантация
азота. Улучшение стойкости скрытых оксидов, отожженных в азоте, было объяснено образованием граничного
слоя оксинитрида [13].
Для минимизации утечек по каналам, образующимся
на границе со скрытым оксидом, можно использовать глубокую имплантацию германия. При этом создаются дефекты в области тела транзистора вблизи этого паразитного
канала. Эти дефекты будут понижать подвижность носителей в канале утечки и повышать пороговое напряжение
транзистора с нижним затвором путем фиксирования
уровня Ферми обратного канала. Это помогает подавлять
радиационно-индуцированный ток утечки по обратному
каналу в случае полностью обедненных транзисторов [13].
2. Уменьшение влияния на работоспособность транзистора радиационно-индуцированного заряда, захваченного
в скрытом оксиде, обеспечивает структура полевого транзистора с телом, расположенным под истоком (BUSFET —
body-under-source field effect transistor). BUSFET (рис. 4.16)
схож со стандартным КНИ-транзистором за исключением
того, что область истока распространяется не на всю тол-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
182
Глава 4
Рис. 4.16. Поперечный разрез транзистора BUSFET с поверхностным истоком [13]
щину КНИ-слоя, а только на ее часть. Однако область стока при этом распространяется на всю толщину КНИ-слоя,
поскольку в противном случае значительно снизится стойкость транзистора к эффектам мощности дозы и одиночным сбоям в результате появления дополнительной площади перехода.
Характерной чертой BUSFET является контакт к области тела транзистора, выполняемый с помощью р+-контактной области по всей ширине транзистора. При накоплении радиационно-индуцированного заряда в скрытом
оксиде инвертируется граничащая с ним поверхность
кремния. Однако инверсионный слой не образует проводящего канала между истоком и стоком основного верхнего
транзистора и не повышает его ток утечки, поскольку исток лишь частично проникает вглубь слоя кремния. До тех
пор, пока обедненная область, образованная электронным
слоем, не соединится с обедненной областью истока, между
истоком и стоком будет отсутствовать проводящий путь.
Конструкция BUSFET позволяет повысить радиационную
стойкость КНИ-транзисторов до уровней доз порядка единиц мегарад, в то время как в обычных КНИ-транзисторах
ток утечки, связанный с образованием канала вблизи
скрытого оксида, начинает существенно возрастать уже
при дозах порядка сотен килорад.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Влияние космической радиации на характеристики приборов
183
Существуют и другие методы минимизации тока утечки по обратному каналу. Например, в n-канальных транзисторах с этой целью применяется глубокая имплантация
бора [13]. Если имеется возможность, то можно прикладывать к подложке отрицательное смещение. Это снизит ток
утечки по обратному каналу в n-канальном транзисторе и
не повлияет на работоспособность р-канального транзистора. Устранение эффектов обратного канала в КНИ-транзисторах достигается также с помощью конструкции gateall-arround [13], где подзатворный оксид полностью окружает область тела (и сверху, и снизу), и поэтому отсутствуют обратные каналы.
В скрытых оксидах КНИ-структур с помощью метода
ЭПР было идентифицировано несколько типов микроструктуры дефектов, отвечающих за накопление заряда.
Наиболее широко исследованными являются структуры,
изготовленные по SIMOX-технологии. В SIMOX-структуре
все дефекты в скрытом оксиде связаны с избыточным
кремнием. Это говорит о том, что источником дефектов является высокотемпературный отжиг, проводимый после
имплантации для образования скрытого оксида [13].
Основным дефектом, идентифицированным в SIMOXструктурах с помощью ЭПР, является Е¢g -центр, аналогичный тем, что содержатся в подзатворном оксиде. Однако в
скрытых оксидах, в отличие от подзатворных, изменение
числа Е¢g -центров не коррелирует с изменением положительного заряда. Следовательно, Е¢g -центр не является
основным источником накопления радиационно-индуцированного заряда в скрытых оксидах. По-видимому, изменение положительного заряда определяется не только
Е¢g -центрами, но и электронными ловушками. Среди прочих обнаруженных дефектов можно назвать сравнительно
новый класс дефектов, который был отнесен к делокализованным спиновым центрам [13]. Данный центр делокализован в том смысле, что неспаренный электрон не связан с
каким-либо одним отдельным атомом.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Глава 5
Особенности радиационных испытаний
приборов и микросхем на основе
МОП и КМОП структур
5.1. Корреляция между отдельными
транзисторами и микросхемами
Исследования радиационной стойкости дискретных приборов, например транзисторов и конденсаторов, обычно
более просты и дешевы по сравнению с ИС в части их
проведения и доступности для анализа. По существу,
дискретные приборы являются отличными тестовыми объектами для исследований в целях развития технологии и
мониторинга технологических процессов, а также для исследования механизмов радиационно-индуцированной
деградации. Другим преимуществом дискретных приборов по сравнению с ИС является то, что механизмы отказа могут быть достаточно просты для их идентификации.
Вследствие перечисленных факторов дискретные приборы
часто используются для быстрой оценки стойкости ИС.
В частности, на пластинах специально создаются тестовые транзисторы, конденсаторы и другие элементы с теми
же конструктивно-технологическими характеристиками,
что и у элементов, входящих в состав ИС и созданных на
этой пластине. Тем не менее механизмы, вызывающие
параметрический или функциональный отказ ИС, могут
отличаться от механизмов, характерных для дискретных
приборов. Например, ионизирующее излучение может создать в ИС многочисленные пути утечек, что отсутствует
в дискретных транзисторах. Если эти утечки определяют
деградацию ИС, то нельзя получить точную оценку радиационной стойкости ИС по характеристикам стойкости
дискретных транзисторов. К сожалению, по мере разви-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
185
тия технологии микросхемы становятся более сложными,
и потому видов отказов становится все больше. В результате разделение и идентификация причин параметрических или функциональных отказов ИС существенно
усложняются.
Вне зависимости от того, для каких применений квалифицируется прибор при испытаниях, любые лабораторные исследования должны быть способны воспроизвести
механизм отказа, характерный для реальных условий эксплуатации. Например, при средних или высоких интенсивностях накопление радиационно-индуцированного заряда в подзатворном, полевом или скрытом (для КНИ-приборов) оксидах может привести к сильному росту тока
утечки ИС, вызывающему параметрический или функциональный отказ. При низкой интенсивности облучения
сильный рост заряда ПС может привести к параметрическим или функциональным отказам ИС, связанным с динамическими параметрами. В этом случае если не использовать методики испытаний ИС, воспроизводящие влияние
на стойкость радиационно-индуцированного заряда ПС, то
радиационная стойкость ИС может быть значительно завышена или занижена по сравнению со стойкостью в реальных условиях эксплуатации. Таким образом, чтобы по
результатам лабораторных исследований дискретных приборов можно было оценить работоспособность ИС в реальных условиях эксплуатации, дискретные приборы должны быть способны воспроизвести не только механизм отказа, характерный для всей ИС, но и тот отклик, который
будет наблюдаться в реальных условиях эксплуатации.
В качестве примера на рис. 5.1 показан случай, когда
деградация транзистора при облучении с помощью лабораторного рентгеновского источника с энергией кванта
10 кэВ хорошо коррелирует с деградацией ИС при значительно больших интенсивностях излучения. Здесь изображена корреляция между сдвигом порогового напряжения,
обусловленным зарядом в оксиде для транзисторов, облученных на рентгеновском источнике с мощностью дозы
1800 рад(SiO2)/с, и током утечки ИС СОЗУ емкостью
2 Кбит, облученной протонами с энергией 230 МэВ с мощ-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
186
Глава 5
Рис. 5.1. Сравнение величины DVot для n-канальных транзисторов, облученных на рентгеновском источнике с энергией 10 кэВ
при мощности дозы 1800 рад(SiO2)/с, с величиной IDD для микросхем СОЗУ емкостью 2 кбит, облученных протонами с энергией 230 МэВ при мощности дозы 106 рад(SiO2)/с [13]
ностью дозы 106 рад(SiO2)/с [13]. Толщина оксида в данных приборах составляла 45 нм. В целях изоляции приборы были снабжены при изготовлении p+-охранными областями. Каждая точка соответствует измерениям DVot на
транзисторах, изготовленных при различных режимах
технологических процессов и облученных до какого-то
уровня дозы, и измерениям IDD для ИС, соответствующих
дискретным транзисторам и облученных до того же уровня
дозы. Охранные области предотвращают образование каналов утечки между истоком и стоком и между соседними
транзисторами, вызываемых радиационно-индуцированным накоплением заряда в полевых изолирующих оксидах.
В этих приборах радиационно-индуцированные утечки, обусловленные полевыми оксидами, не являются важными, и деградация транзисторов/ИС определяется радиационно-индуцированным накоплением заряда в подзатворном оксиде. При высокой интенсивности недостаточно
времени для накопления заряда ПС, так же, как мало времени для нейтрализации захваченного в оксиде заряда посредством туннелирования электронов из кремния или
термоэмиссии электронов из валентной зоны оксида. В ре-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
187
зультате сдвиг порогового напряжения n-канальных транзисторов (ось абсцисс на рис. 5.1) определяется радиационно-индуцированным зарядом в оксиде, что может
привести к большому отрицательному сдвигу порогового
напряжения. Большой отрицательный сдвиг порогового
напряжения n-канальных транзисторов приведет к значительному увеличению тока утечки соответствующей ИС
(ось ординат на рис. 5.1). При средних интенсивностях излучения (лабораторное рентгеновское облучение) происходит некоторое накопление заряда ПС, что может в значительной степени компенсировать накопление заряда в
оксиде.
Итак, на сдвиг порогового напряжения, полученный с
помощью рентгеновского источника, влияет накопление
как заряда оксида, так и заряда ПС, а увеличение тока
утечки ИС при высокой интенсивности облучения определяется только накоплением заряда в оксиде. Поэтому в общем случае по измеренному сдвигу порогового напряжения транзисторов DVth практически невозможно предсказать изменение тока утечки ИС. Однако, как показано на
рис. 5.1, существует хорошая корреляция между сдвигом
порогового напряжения n-канальных транзисторов DVot,
обусловленного зарядом в оксиде, и током утечки ИС при
высокой мощности дозы.
Таким образом, отделив при лабораторных исследованиях механизмы, характерные для отказа ИС при высокой
мощности дозы, можно получить хорошую корреляцию
между результатами лабораторных исследований транзисторов и параметрической деградации ИС при высокой
мощности дозы. Аналогичные подходы применяются для
получения корреляции между стойкостью ИС в космической среде и результатами облучения в лабораторных условиях дискретных приборов.
5.2. Наихудший электрический режим
Чтобы быть уверенным, что приборы отвечают системным требованиям, их следует испытывать в наихудшем
электрическом режиме. Как уже говорилось ранее, элек-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
188
Глава 5
трический режим может оказывать большое влияние на
радиационно-индуцированную деградацию прибора. В подзатворных оксидах максимум сдвига порогового напряжения, обусловленного зарядом в оксиде и зарядом ПС,
наблюдается при средних значениях электрического поля
(рис. 5.2). При больших электрических полях этот сдвиг
уменьшается с ростом напряженности электрического
поля, поскольку при этом уменьшается сечение захвата
дырок. При малых значениях напряженности электрического поля наблюдается слабый сдвиг порогового напряжения, обусловленный зарядами оксида и ПС, поскольку число радиационно-индуцированных электроннодырочных пар, избежавших начальной рекомбинации
(выход заряда), будет малым.
Для ИС передовых технологических вариантов отказ в
основном определяется радиационно-индуцированным накоплением заряда в полевых оксидах (что важно для ИС,
изготовленных как по объемной технологии, так и по
КНИ-технологии) и в скрытых оксидах КНИ-структур.
В данных оксидах преимущественно накапливается положительный радиационно-индуцированный заряд, поэтому
дозовые эффекты в них обычно важны только в случаях,
Рис. 5.2. Зависимость сдвигов напряжения, обусловленных зарядами оксида и ПС, от электрического поля для n-канальных
транзисторов с поликремниевым затвором, облученных дозой
500 крад(SiO2) при мощности дозы 4170 крад(SiO2)/с [13]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
189
когда эти оксиды прилегают к поверхности р-кремния, например изоляция n-канальных транзисторов. К сожалению, наихудшие электрические режимы для накопления
радиационно-индуцированного заряда в полевых и скрытых КНИ-оксидах различаются.
Полевой оксид. Наихудший электрический режим для
радиационно-индуцированного накопления заряда в полевом оксиде — это режим, при котором электрическое поле
поперек полевого оксида будет максимальным. Это хорошо видно из рис. 5.3, где показаны зависимости полного
сдвига напряжения плоских зон и вкладов, обусловленных зарядами в оксиде и на ПС от электрического поля.
Подзатворный диэлектрик [13] транзисторов был изготовлен из полевого оксида и осаждался с использованием традиционных операций изоляции STI.
При штатных электрических режимах и условиях облучения в полевых оксидах отсутствует значительное накопление заряда ПС. Однако при высоких значениях напряженности электрического поля происходит очень большое радиационно-индуцированное накопление заряда в
Рис. 5.3. Зависимости сдвига напряжения плоских зон и вкладов зарядов в оксиде и на ПС в сдвиг порогового напряжения
от напряженности электрического поля, приложенного при рентгеновском облучении n-канального транзистора, изготовленного с использованием традиционного полевого оксида в качестве подзатворного диэлектрика
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
190
Глава 5
оксиде, что приводит к очень большому сдвигу порогового
напряжения транзистора на полевом оксиде. После облучения дозой 10 крад(SiO2) при электрическом поле более
2 МВ/см сдвиг порогового напряжения превышает 25 В.
В зависимости от исходного значения порогового напряжения транзистора на полевом оксиде, такой радиационноиндуцированный сдвиг может быть достаточным для значительного повышения тока утечки транзистора.
Как следует из приведенных данных, чтобы избежать
сильного увеличения радиационно-индуцированного тока
утечки, связанного с полевым оксидом, необходимо снижать электрическое поле в полевом оксиде. Хотя для осаждения диэлектрика использовались традиционные технологические процессы, топология подзатворных диэлектриков в этих транзисторах существенно отличается от
топологии диэлектриков в схемах с STI-изоляцией. На
углах STI могут возникать очень сильные электрические
поля, что приведет к очень большим сдвигам порогового
напряжения паразитных STI-транзисторов [13]. При типичном расположении STI поликремниевые линии, соединенные с затворами транзисторов, могут находить на STI.
Таким образом, максимальное поле поперек STI возникает при электрическим режиме, дающем максимальный
перепад напряжения между затвором и подложкой. Этот
электрический режим обычно соответствует открытому
(«ON») состоянию, при котором на затвор подано напряжение питания VDD, а исток, сток и подложка заземлены.
Хотя эти результаты показаны на примере STI, аналогичные результаты получаются для ИС, изготовленных с изоляцией LOCOS.
Объемные кремниевые ИС. Выбор наихудшего электрического режима для объемных кремниевых ИС может
быть достаточно трудным, потому что наихудший режим
для подзатворного и полевого оксидов может быть разным.
В термических оксидах максимальный сдвиг порогового
напряжения, обусловленный зарядами оксида и ПС, наблюдается при средних уровнях напряженности поля
(1–2 МВ/см). Поскольку полевые оксиды очень толстые и
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
191
поперечное поле в них очень мало, наихудшим электрическим режимом с точки зрения роста паразитных токов утечки, обусловленных полевыми оксидами, будет наибольшее
допустимое рабочее напряжение, характерное для данной
технологии. Для передовых технологических вариантов
поперечное электрическое поле в подзатворных оксидах
обычно много выше (как правило, более 4 МВ/см). Наихудшим электрическим режимом для подзатворных оксидов
будет наименьшее рабочее напряжение, характерное для
данной технологи. Однако подзатворные оксиды очень
тонкие, поэтому радиационная стойкость для передовых
технологий почти всегда контролируется паразитными
утечками, обусловленными полевыми оксидами.
Таким образом, на практике оптимальным наихудшим
электрическим режимом для ИС является тот, при котором будут наблюдаться наибольшие паразитные утечки по
полевым оксидам, т. е. максимальное рабочее напряжение. В идеале ИС следует облучать в состоянии, обеспечивающем наибольшую радиационную деградацию, а после
облучения ИС следует тестировать в состоянии, в котором
деградация проявляется наилучшим образом. Например,
чтобы получить наибольший радиационно-индуцированный рост тока утечки, транзистор можно облучать в состоянии ON, а измерения проводить в состоянии с наименьшим током (состояние OFF), в котором будет видно наибольшее увеличение тока утечки. Аналогично, для
наблюдения наибольшего увеличения тока в СОЗУ следует
проводить облучение при записи шахматного кода, а измерения после облучения проводить при записи обратного
(инверсного) шахматного кода [13].
КНИ-оксиды. Аналогично полевым оксидам, накопление радиационно-индуцированного заряда в скрытых КНИоксидах определяется захваченным положительным зарядом. Следовательно, для КНИ-транзисторов электрическое поле, при котором достигается максимальный сдвиг
порогового напряжения паразитного транзистора (с нижним затвором), получается при напряжении, при котором
на границе Si/SiO2 наиболее интенсивно идет захват ды-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
192
Глава 5
рок. При этом напряжении в скрытом оксиде, лежащем
под областью канала, возникнет электрическое поле с наибольшей напряженностью. В ряде работ было промоделировано распределение электрического поля в скрытом
оксиде для многих электрических режимов при облучении. Было показано, что для частично обедненного транзистора при типичной длине затвора и толщине скрытого
оксида электрическим режимом, определяющим наибольшее электрическое поле под каналом и наибольший захват
дырок, является режим пропускания (transmission gate —
TG). Режим TG — это режим, при котором исток и сток соединены на шину питания VDD, а затвор и контакт подложки (если он доступен) заземлены. Результаты моделирования также показали, что в состоянии OFF (сток на VDD,
а все остальные контакты заземлены) может быть получен
очень большой сдвиг порогового напряжения паразитного
транзистора. Электрический режим, дающий наибольший
сдвиг порогового напряжения паразитного транзистора,
зависит от соотношения между длиной затвора транзистора и толщиной скрытого оксида. Эти результаты моделирования были проверены экспериментально.
На рис. 5.4 представлен график зависимости измеренных сдвигов порогового напряжения паразитного транзистора от длины затвора для n-канальных транзисторов, облученных рентгеновскими лучами с энергией кванта
10 кэВ дозой 1 Мрад(SiO2) [13]. Толщина встроенного оксида составляла 413 нм. Транзисторы изготавливались по
0,25-мкм технологии. Наибольший сдвиг порогового напряжения паразитного транзистора наблюдался при облучении в режиме TG. Однако в транзисторах с длиной затвора, близкой к стандартной технологической длине затвора
0,25 мкм, сдвиг порогового напряжения паразитного транзистора был приблизительно одинаковым как в состоянии
TG, так и в состоянии OFF. Наименьший сдвиг порогового
напряжения паразитного транзистора наблюдался при облучении транзисторов в состоянии ON. Этот результат противоположен тому, что наблюдалось в случае радиационно-индуцированного накопления заряда в полевом оксиде
(см. рис. 5.3).
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
193
Рис. 5.4. Зависимость сдвига порогового напряжения паразитного транзистора от длины затвора для n-канального
КНИ-транзистора, облученного рентгеновскими лучами дозой
1 Мрад(SiO2): транзисторы при облучении находились в режимах ON, OFF и TG
В полностью обедненных КНИ-транзисторах наихудший электрический режим не определяется так же хорошо, как для частично обедненных КНИ-транзисторов.
Аналогично случаю частично обедненных КНИ-транзисторов, было показано [13], что для некоторых технологических вариантов КНИ наихудшим электрическим режимом
для радиационно-индуцированного накопления заряда в
скрытом оксиде является состояние TG. Однако для других технологических вариантов в качестве наихудшего электрического режима было определено состояние ON [13].
Механизм, вызывающий эти различия, неизвестен.
Однако в последнем случае радиационно-индуцированное
увеличение тока утечки, вызванное захватом заряда, частично может происходить из-за инверсии границы раздела
области канала и скрытого оксида, а частично из-за эффекта «дозового защелкивания» [13]. Эффект дозового защелкивания вызывается захватом в захороненном оксиде заряда, модулирующего потенциал тела транзистора. При
понижении потенциала тела относительно истока электроны могут инжектироваться в область тела и собираться
стоком. Если электрическое поле вблизи стока достаточно
велико для возникновения ударной ионизации, то может
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
194
Глава 5
резко увеличиться ток. Это приведет к вторичному пробою — snapback, который в КНИ-технологии часто называют защелкиванием одиночного транзистора.
Вследствие того что наихудшие электрические режимы для радиационно-индуцированного накопления заряда
в полевых оксидах и встроенных КНИ-оксидах могут различаться, радиационные испытания КНИ-приборов могут
быть сложными. Очень большими могут быть как паразитные утечки, обусловленные полевым оксидом, так и утечки, вызванные радиационно-индуцированным накоплением заряда во встроенном оксиде. Следовательно, необходимо учитывать оба типа утечек. Особенно это важно при
оценке стойкости ИС по результатам, полученным для отдельных транзисторов. В ток утечки транзистора будут давать свой вклад радиационно-индуцированные утечки, обусловленные как полевым, так и скрытым оксидом. Радиационно-индуцированные утечки по полевому оксиду также
будут давать вклад в ток утечки паразитного транзистора.
Таким образом, за исключением транзисторов с закрытой геометрией, где отсутствуют каналы утечек по полевым оксидам, будет достаточно трудно определить, чем вызваны утечки транзистора: радиационно-индуцированными утечками по полевому или скрытому оксиду. Чтобы
быть уверенным, что выполняются условия наихудшего
электрического режима, КНИ-транзисторы следует облучать в состоянии ON, а также в состоянии TG или OFF. Для
ИС различные наихудшие электрические режимы менее
проблематичны. Например, невзирая на электрическое состояние на входах, в микросхемах СОЗУ приблизительно
половина транзисторов будет облучаться в состоянии ON, а
другая половина — в состоянии OFF. Некоторые транзисторы также будут облучаться в состоянии TG. Как видим,
при использовании стандартных состояний на входах в
СОЗУ автоматически реализуются условия наихудшего
электрического режима. Однако в случае КНИ ИС, где число транзисторов в состоянии OFF (или TG) и ON может существенно различаться, для уверенности, что реализуется
наихудший электрический режим, нужно проводить облучение в различных режимах.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
195
5.3. Влияние на радиационную стойкость
высокотемпературной нагрузки
перед облучением
В целях выявления и отбраковки потенциально ненадежных структур приборы зачастую подвергаются высокотемпературным воздействиям, например высокотемпературной наработке перед использованием в аппаратуре.
Такие операции повышают стоимость приборов. Для минимизации стоимости приборы, используемые в радиационных испытаниях, часто не подвергаются сортировке по
надежности. В итоге приборы, подвергаемые радиационным испытаниям, и приборы, поставляемые для комплектации космических систем, часто не проходят одни и
те же операции высокотемпературного отжига. В результате возникает вопрос: влияет ли высокотемпературный
отжиг, используемый при сортировке по надежности, на
стойкость приборов? В работах Шанифельта с соавторами
было показано, что такое влияние действительно может
иметь место. Примеры влияния высокотемпературного
отжига перед облучением показаны на рис. 5.5 [13], где
приведены дозовые зависимости сдвига порогового напряжения для транзисторов на подзатворном (а) и полевом (б) оксидах. Одна партия транзисторов не проходила
отжига до облучения, а другая подвергалась отжигу в течение недели при 150 °С (типичные условия наработки).
Облучение проводилось рентгеновскими лучами с энергией кванта 10 кэВ при подаче напряжения затвор—исток,
равного 5 В. Для оксидов обоих типов сдвиг порогового
напряжения DVth был больше для структур, подвергшихся перед облучением высокотемпературному отжигу. Это
может происходить в результате увеличения радиационно-индуцированного заряда в оксиде или уменьшения заряда ПС, а также одновременного влияния этих эффектов. Анализ результатов, приведенных на рис. 5.5, показал, что в данных приборах основная причина большего
сдвига порогового напряжения DVth при использовании
отжига перед облучением — меньшее радиационно-инду-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
196
Глава 5
Рис. 5.5. Дозовые зависимости сдвига порогового напряжения
для n-канальных транзисторов на подзатворном (а) и полевом
(б) диэлектриках, прошедших (n) и не прошедших (˜) отжиг перед облучением
цированное накопление ПС для структур на подзатворном оксиде и большее накопление заряда в диэлектрике
для структур на полевом оксиде.
Большее значение радиационно-индуцированного сдвига DVth на подзатворном и полевом оксидах, подвергнутых
перед облучением высокотемпературным нагрузкам, ведет
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
197
к росту тока утечки питания ИС IDD в режиме малого энергопотребления, т. е. ИС неактивна — «standby». В частности, для БИС СОЗУ емкостью 16 Кбит, изготовленной по той
же технологии, что и транзисторы, для которых приведены данные на рис. 5.5, были получены следующие результаты [13]. Максимальное значение тока утечки ИС, не отжигавшихся перед облучением, составило приблизительно 3,5 мА и достигалось при дозе 200 крад(SiO2).
Максимальное значение тока утечки для ИС, подвергнутых перед облучением высокотемпературной нагрузке, составило 45 мА и достигалось при 500 крад(SiO2). Если перед облучением применяются высокотемпературные нагрузки, максимальный ток утечки получается выше более
чем на порядок, чем без нагрузок. Более того, после облучения дозой 500 крад(SiO2) ток утечки ИС, подвергнутых
перед облучением высокотемпературным нагрузкам, выше
более чем на два порядка, в сравнении с ИС, не подвергавшимися высокотемпературным нагрузкам.
Влияние наработки на радиационную стойкость характерно не для всех технологических вариантов. Там, где
этот эффект наблюдается, его величина определяется режимами (временем и температурой) высокотемпературных нагрузок перед облучением. На рис. 5.6 показана зависимость сдвига напряжения при токе 10 нА от времени
наработки перед облучением для транзисторов на полевом
оксиде [13]. Температура отжига перед облучением составляла 150 °С, при этом на затвор подавалось напряжение
5 В. Транзисторы облучались рентгеновскими лучами с
энергией кванта 10 кэВ дозами 20, 50 и 70 крад(SiO2) при
напряжении затвор—исток 5 В. При каждой дозе радиационно-индуцированный сдвиг напряжения транзисторов на
полевом оксиде увеличивается с ростом времени высокотемпературной наработки. В работах Шанифельта с соавторами также было показано, что увеличение температуры
отжига перед облучением приводит к повышению радиационно-индуцированного сдвига напряжения. Эти сдвиги
напряжения могут привести к существенному росту тока
утечки ИС. Следует отметить, что величина напряжения
при высокотемпературной наработке перед облучением не
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
198
Глава 5
Рис. 5.6. Зависимость сдвига напряжения при токе 10 нА от
времени термотренировки перед облучением для n-канальных
транзисторов на полевом оксиде, облучаемых на рентгеновском источнике с энергией 10 кэВ [13]
оказывала значительного влияния на радиационную стойкость [13].
Механизм влияния высокотемпературной наработки
на радиационную стойкость остается неясным. Однако на
основе приведенных выше данных можно заключить, что
определенно данный эффект в значительной мере является
термически активируемым процессом. В работах Шанифельта с соавторами было показано, что энергия активации для данного эффекта составляет 0,38 эВ. Это значение
близко к энергии активации для компенсации захваченных дырок, равной 0,41 эВ, а также к энергии активации
диффузии молекулярного водорода в объемном плавленом
кварце, равной 0,45 эВ [13]. Последнее предполагает, что
эффект наработки может быть связан с диффузией молекулярного водорода. С данным механизмом согласуется отсутствие сильной зависимости от напряжения. Нагрузка перед облучением также могла повлиять на пространственное и энергетическое распределение предшественников
дырочных ловушек в оксиде (это может также включать
диффузию водородсодержащих компонентов), приводя к
отличиям распределений захваченных дырок после облучения. Ясно, что требуются дополнительные исследования
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
199
для однозначного и окончательного определения механизмов эффекта наработки.
Влияние высокотемпературной наработки перед облучением на радиационный отклик ИС важно учитывать при
проведении радиационных испытаний. При этом речь идет
не только о наработке, применяемой при надежностных
испытаниях. Высокотемпературные процессы, используемые при корпусировании приборов, во время сборки и эксплуатации аппаратуры и др., также могут оказывать существенное влияние на радиационный отклик ИС [13].
Процедуры испытаний, прописанные в военном стандарте
США MIL-STD-883 Method 1019, учитывают высокотемпературную нагрузку перед облучением. В частности, там
указывается, что для каждой технологии следует определить, подвержены ли приборы эффекту наработки. Если не
показано, что прибор не чувствителен к эффекту наработки, то радиационные испытания должны проводиться на
образцах, прошедших все высокотемпературные и электрические нагрузки, требуемые при квалификации по надежности, при упаковке или определяемые системными
требованиями. Иначе радиационно-индуцированная деградация может быть сильно занижена. Это особенно важно
для тех технологических вариантов, для которых отказ ИС
определяется радиационно-индуцированным увеличением
тока утечки.
5.4. Выбор источников ионизирующих излучений
при проведении радиационных испытаний
МОП и КМОП ИС
Несмотря на то что в условиях космического пространства поглощенная доза определяется потоками высокоэнергетических электронов и протонов, зачастую испытания в лабораторных условиях проводятся с использованием изотопных источников гамма-излучения или рентгеновских источников. Такая замена радиационных источников главным образом обусловлена относительной
дешевизной и простотой технической реализации экспе-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
200
Глава 5
риментов. При этом необходимо определить, во-первых,
возможна ли замена при испытаниях электронного и протонного излучения на гамма или рентгеновское, а во-вторых, если такая замена возможна, то какой из источников (гамма или рентген) лучше использовать.
Как показывает практика, в тех случаях, когда радиационная деградация ПП и ИС определяется ионизационными эффектами, такая замена вполне оправданна. В настоящее время при испытаниях приборов, изготовленных
по МОП- или КМОП-технологии, на стойкость к воздействию поглощенной дозы ИИ КП замена облучения электронами и протонами на облучение гамма или рентгеновскими квантами является широко распространенным подходом. Такая же замена осуществляется и для других
технологических вариантов, основанных на использовании МДП-структур в качестве активных элементов, например для МНОП-приборов. В качестве примера на рис. 5.7
[69] представлены дозовые зависимости напряжения на затворе р-канальных транзисторов, входящих в состав
КМОП ИС 564ЛН2, а также р-МНОП-транзисторов с толщиной подзатворного SiO2 106,7 нм и толщиной Si3N4
100 нм.
Из рис. 5.7 видно, что все экспериментальные точки,
полученные с использованием различных видов ионизирующих излучений, в пределах погрешности эксперимента
(не более 20%) укладываются на общую кривую дозовой
зависимости изменения напряжения на затворе транзистора при фиксированном рабочем токе стока. Эти результаты
говорят о возможности и обоснованности замены облучения электронами и протонами облучением гамма-квантами с помощью изотопного источника при испытаниях изделий данного типа.
Аналогичная замена источника ионизирующего излучения при радиационных испытаниях возможна и в тех
случаях, когда деградация и отказ в результате набора поглощенной дозы определяются эффектами, связанными с
полевыми оксидами или скрытыми оксидами в КНИструктурах. Однако если микросхема изготовлена по биполярной технологии, то такую замену можно осуществить,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
6
5
DV, В
4
3
2
1
0
0
20
40
60 80 100 120 140 160
D, рад(Si)
а)
Рис. 5.7. Изменение напряжения на затворе р-канальных транзисторов, входящих в состав КМОП ИС 564ЛН2 (а) и р-МНОП-транзисторов (б) в зависимости от поглощенной дозы: — (а) — облучение b-электронами с помощью стронций-иттриевого изотопного
источника (0,1 рад(Si)/с); ¡ (а), p (б) — облучение электронами с
энергией 6,8 МэВ при плотности потока 1,5 × 109 см–2с–1;
 (а), q (б) — облучение гамма-квантами (18,5 Р/с); q (а), —, ¡ —
облучение протонами с энергией 100 МэВ; напряжение на затворе
р-МОП-транзисторов при облучении –8 В; напряжение на затворе
р-МНОП-транзисторов при облучении –5 В [16]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
202
Глава 5
только убедившись, что отказ ИС действительно вызван
именно утечками по полевым оксидам. В противном случае (т. е. когда существенную роль играют структурные повреждения, вносимые при радиационном облучении) эксперименты с использованием изотопных гамма-источников могут привести к значительно завышенным значениям
дозы отказа, по сравнению с теми, которые наблюдаются
при воздействии электронов и протонов. Это хорошо видно
из рис. 5.8 [70]. Здесь представлены дозовые зависимости
коэффициента передачи по току при воздействии гамма-квантов, электронов и протонов для ИС 249КП1, которая представляет собой два оптоэлектронных ключа. Критерием отказа является снижение коэффициента передачи
до значения KI £ 0,5. Из рис. 5.8 видно, что дозы отказа,
полученные при облучении электронами, в 2,6 раза меньше, а при облучении протонами в 10,8 раза меньше, чем
при облучении гамма-квантами.
Рис. 5.8. Дозовые зависимости коэффициента передачи по току
КI ИС 249КП1 при облучении гамма-квантами источника 60Co
(˜), электронами с энергией 7 МэВ (¢) и протонами с энергией
20,7 МэВ (p). Электрический режим при облучении: излучающий диод обесточен; коммутируемое напряжение на фотоприемнике Uком.=30 В; сопротивление нагрузки Rн=1,2 кОм
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
203
Таким образом, если дозовая деградация или отказ ПП
и ИС происходят в результате введения в полупроводниковый материал структурных повреждений или если нет полной уверенности в том, что отказ происходит вследствие
ионизационных эффектов, при радиационных испытаниях следует проводить облучение изделий высокоэнергетическими электронами и протонами.
Другим важным моментом, который следует рассмотреть, является выбор между гамма- и рентгеновским источником. В ряде случаев наблюдается практически полное совпадение данных, полученных при гамма- и рентгеновском облучении (см., например, рис. 3.15 и 3.26).
Однако в некоторых случаях испытания, проведенные с
использованием гамма- и рентгеновских источников ИИ,
дают различные значения дозы отказа. Особенно часто это
наблюдается в случаях, когда отказ обусловлен накоплением заряда в полевых оксидах или в скрытых оксидах
КНИ-структур.
Выбор источника ИИ обычно рекомендуется проводить
исходя из наилучшего соответствия реальным условиям по
величине выхода заряда [13]. В диапазоне значений напряженности электрического поля, характерном для полевых
оксидов и скрытых оксидов в КНИ-структурах при типовых электрических режимах, выход заряда при воздействии гамма-квантов 60Со и рентгеновских квантов может
различаться почти в два раза [13].
В случае воздействия гамма-квантов, как уже отмечалось ранее (см. п. 1.3.3), преобладает эффект Комптона, и
образующиеся вторичные электроны имеют среднюю энергию порядка 0,8 МэВ, что соответствует диапазону значений энергии электронов, характерному для космического
пространства. В этом диапазоне энергий электроны имеют
приблизительно одинаковые низкие значения ЛПЭ в кремнии (см. рис. 1.9, б). При малых значениях ЛПЭ будет наблюдаться значительное разделение электронов и дырок,
образующихся в результате ионизации, а также отдельных электронно-дырочных пар. В этом случае будет преобладать механизм родственной рекомбинации, что даст высокие значения выхода заряда. Следовательно, исходя из
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
204
Глава 5
выхода заряда облучение гамма-квантами 60Со хорошо
подходит для моделирования дозовых эффектов, вызванных высокоэнергетическими электронами КП.
В случае воздействия рентгеновских квантов с энергией 10 кэВ образуются вторичные электроны в основном за
счет фотоэффекта (см. п. 1.3.3). Они имеют существенно
меньшую энергию (порядка 0,05 МэВ) и существенно
большие значения ЛПЭ (см. рис. 1.9, а), сравнимые со значениями ЛПЭ, характерными для протонов КП. При высоких значениях ЛПЭ плотность ионизации будет существенно выше и будет преобладать механизм колонной рекомбинации, что даст низкие значения выхода заряда.
Следовательно, с точки зрения выхода заряда облучение
рентгеновскими квантами с энергией 10 кэВ хорошо подходит для моделирования дозовых эффектов, вызванных
высокоэнергетическими протонами КП.
Следует отметить, что гамма-облучение можно применять для моделирования дозовых эффектов как от электронов, так и от протонов. В последнем случае гамма-облучение даст более консервативную оценку стойкости, т. е. радиационная стойкость испытываемого изделия будет
занижена. Кроме того, при использовании рентгеновского
излучения могут возникнуть проблемы с дозиметрическим
сопровождением и определением доз, поглощенных в чувствительных областях прибора. Это связано с относительно низкой проникающей способностью рентгеновского излучения, в результате чего профиль распределения поглощенной дозы по толщине облучаемого образца будет
неоднородным.
5.5. Процедуры радиационных испытаний,
учитывающие влияние факторов
низкой интенсивности облучения
В настоящее время основными документами, регламентирующими испытания на стойкость к поглощенной дозе
ИИ с учетом влияния факторов низкой интенсивности,
являются американский стандарт MIL-STD 883 (Method
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
205
1019.4) и европейский стандарт ESA/SCC Basic Specification No. 22900. В России в 2000 г. введен в действие руководящий документ РД В 319.03.37-2000, также регламентирующий методы испытаний и оценки стойкости изделий полупроводниковой электроники к поглощенной
дозе ИИ с учетом влияния факторов низкой интенсивности излучения. Кроме того, имеется отраслевой стандарт
Российского космического агентства ОСТ 134.
Метод 1019.4 стандарта MIL-STD 883. Испытания проводятся в два этапа. На первом этапе проводится облучение
изделия до требуемого уровня поглощенной дозы при мощности дозы в диапазоне от 50 до 300 рад(Si)/с. Следует отметить, что данный метод допускает проведение испытаний при значении мощности дозы, характерном для условий эксплуатации, если это согласовано заказчиком и
исполнителем испытаний. После облучения проводится
контроль параметров испытываемого изделия. На данном
этапе выявляются отказы (в случае их возникновения),
связанные с радиационно-индуцированным накоплением
заряда в диэлектрике, например отказ по значению тока
утечки.
Второй этап испытаний проводится с целью учета влияния эффектов низкой интенсивности облучения (так называемые rebound-испытания). На данном этапе проводится дополнительное облучение до 50% от требуемой дозы с
последующим отжигом при температуре 100 °С в течение
168 ч (одной недели). Отжиг проводится в том же электрическом режиме, что и при облучении. На данном этапе выявляются эффекты, связанные с встраиванием ПС и релаксацией накопленного в диэлектрике заряда.
Европейский стандарт ESA/SCC Basic Specification
No. 22900. При испытаниях проводится облучение до требуемого уровня поглощенной дозы. При этом значение
мощности дозы может быть выбрано из двух диапазонов:
1–10 рад(Si)/с или 0,01–0,1 рад(Si)/с. Однако при этом
время облучения не должно превышать 96 ч. Также допускается проведение испытаний при значении мощности
дозы, характерном для условий эксплуатации, если это
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
206
Глава 5
согласовано заказчиком и исполнителем испытаний. После облучения образец сначала выдерживается в течение
суток при комнатной температуре, а затем в течение недели при температуре 100 °С. После облучения и каждой
стадии отжига проводится контроль электрических параметров изделия.
Данные методы достаточно схожи, однако у них имеются различия. Во-первых, различается диапазон значений мощности дозы при облучении; кроме того, европейский стандарт накладывает ограничения на время набора
требуемой дозы. Во-вторых, европейский стандарт не
предусматривает дополнительного облучения до половины
от требуемой дозы, как это предписывается в американском стандарте. Здесь следует отметить, что дополнительное облучение в основном мотивировано некой неопределенностью при выборе наихудшего электрического режима при облучении, и в европейском стандарте вместо
дополнительного облучения предусмотрены меры по более
точному определению наихудшего режима. В-третьих, в
европейском стандарте, в отличие от американского, отжигу при повышенной температуре предшествует выдержка изделия в электрическом режиме при комнатной температуре. Оба данных метода достаточно эффективны с
точки зрения учета эффектов низкой интенсивности при
радиационных испытаниях, однако американский метод,
как правило, дает более консервативную оценку стойкости
вследствие некоторой избыточности испытаний.
Российский руководящий документ РД В 319.03.37—
2000. Процедуры экспериментальной оценки стойкости
изделий к воздействию низкоинтенсивного ионизирующего излучения космического пространства, содержащиеся в
этом документе, по своей идеологии наиболее близки к
американскому методу. Здесь будут рассмотрены две схемы
ускоренных испытаний на стойкость к воздействию низкоинтенсивного излучения КП.
В соответствии с первой схемой вначале проводится
контроль параметров исследуемого изделия. После этого
изделие облучается в активном электрическом режиме до
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
207
требуемого уровня поглощенной дозы, который определяется как сумма поглощенных доз от электронов и протонов
космического пространства. Мощность дозы выбирается
из диапазона значений 50–1000 рад/с. После облучения
вновь проводится контроль параметров изделия. В случае
отказа одного изделия из исследуемой выборки считается,
что данные изделия не удовлетворяют требованиям по
стойкости, и испытания далее не проводятся. Далее проводится дополнительное облучение до половины от требуемой дозы с последующим отжигом в активном режиме при
100 °С в течение 168 ч. После этого вновь измеряются параметры изделия, и в случае отказа одного образца из исследуемой выборки считается, что данные изделия не удовлетворяют требованиям по стойкости к воздействию низкоинтенсивного излучения. Если же все изделия сохранили
работоспособность на всех этапах испытаний, то считается, что они выдерживают воздействия с требуемым уровнем поглощенной дозы во всем диапазоне интенсивностей
ионизирующего излучения.
В соответствии со второй схемой вначале проводится
контроль параметров исследуемого изделия. После этого
данное изделие облучается в активном электрическом режиме до требуемого уровня поглощенной дозы, который
определяется как сумма поглощенных доз от электронов и
протонов космического пространства. Мощность дозы выбирается из диапазона значений 50–1000 рад/с, однако
время облучения не должно превышать 96 ч. После облучения контролируются параметры, и при отказе хотя бы одного изделия из исследуемой выборки считается, что они
не удовлетворяют заданным требованиям по стойкости.
Далее изделия выдерживаются в течение суток при комнатной температуре в активном электрическом режиме
(том же, что и при облучении) или с закороченными выводами. После этого вновь контролируются параметры, и в
случае выявления отказов считается, что изделия не удовлетворяют заданным требованиям по стойкости. Далее
проводится дополнительное облучение до половины требуемой дозы с последующим отжигом при 100 °С в течение
168 ч. Вновь контролируются параметры, и если все изде-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
208
Глава 5
лия сохранили работоспособность на всех этапах испытаний, то считается, что они выдерживают воздействия с требуемым уровнем поглощенной дозы во всем диапазоне интенсивностей ионизирующего излучения.
В руководящем документе РД В 319.03.37—2000 также имеется расчетный метод оценки стойкости полупроводниковых приборов и микросхем к воздействию низкоинтенсивного излучения КП. Суть данного метода — введение запаса в показатели радиационной стойкости,
учитывающего возможные эффекты низкой интенсивности. Для этого определяется уровень стойкости изделия D к
поглощенной дозе ионизирующего излучения без учета
факторов низкой интенсивности. Данный уровень может
быть определен по испытаниям при высоком значении
мощности дозы или взят из технических условий, справочников по радиационной стойкости и т. п. Оценка уровня
стойкости к воздействию низкоинтенсивного излучения
КП DНИ проводится по формуле
æP
DНИ = Dçç эксп
è Pисп
m
ö
÷÷ ,
ø
(5.1)
где Рэксп — мощность дозы в реальных условиях эксплуатации; Рисп — мощность дозы, при которой проводились
испытания; m — коэффициент аппроксимации зависимости стойкости изделия от мощности дозы излучения
(m » 0,1 для МОП ИС и n-МОП-транзисторов; m » 0,26
для биполярных ИС и n–p–n-транзисторов).
Оценка стойкости, выполненная с использованием
данного расчетного метода, является консервативной (наихудший случай). Если в ходе расчетной оценки выявилось,
что изделия не соответствуют заданным требованиям по
стойкости к воздействию низкоинтенсивного излучения
КП, то окончательное решение о соответствии требованиям делается по результатам экспериментальной оценки.
Отраслевой стандарт Российского космического агентства ОСТ 134 содержит три метода ускоренных испытаний.
Первый метод (тест ¹ 1) совпадает с американским методом 1019.4, второй метод (тест ¹ 2) повторяет схему уско-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности испытаний приборов и микросхем
209
ренных испытаний из европейского стандарта. Третий метод (тест ¹ 3) рекомендуется для изделий биполярной технологии. В соответствии с ним проводится облучение при
температуре 100 °С до требуемого уровня поглощенной
дозы при мощности дозы 1–10 рад/с. После этого образцы
охлаждаются до комнатной температуры и проводится
контроль параметров. Если отказов не обнаружено, то изделия считаются удовлетворяющими заданным требованиям с учетом фактора низкой интенсивности. Кроме того,
в данном стандарте имеется расчетный метод оценки стойкости полупроводниковых приборов и микросхем к воздействию низкоинтенсивного излучения КП, аналогичный изложенному в РД В 319.03.37—2000.
Таким образом, рассмотрев существующие методы
ускоренных испытаний ПП и ИС на стойкость к воздействию поглощенной дозы низкоинтенсивного излучения
КП, можно сделать следующие выводы. Во-первых, во
всех схемах испытаний, кроме теста ¹ 3 из ОСТ 134, используется высокотемпературный отжиг для моделирования эффектов низкой интенсивности. Во-вторых, время и
температура отжига были определены как оптимальные
для процесса встраивания ПС с энергией активации 0,8 эВ.
В-третьих, методы ускоренных испытаний, как правило,
дают консервативную оценку стойкости изделий, т. е. реальная стойкость в условиях воздействия низкоинтенсивного ИИ занижается.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Глава 6
Особенности деградации биполярных
приборов и микросхем
при воздействии низкоинтенсивного
ионизирующего излучения
(эффект ELDRS)
Низкоинтенсивное облучение изделий электронной техники характерно для РЭА космического применения. Эта
аппаратура традиционно была ориентирована на изделия
МОП-технологии, поэтому основные усилия исследователей были направлены на разработку методов испытаний
к воздействию ионизационной поглощенной дозы прежде
всего этих изделий. Методы испытаний изделий, изготовленных по МОП- и КМОП-технологии, рассмотрены
выше (см. гл. 5). Ряд объективных факторов, возникших
к началу 90-х гг. (освоение орбит, проходящих через пояса протонов, снижение защиты космических аппаратов,
использование меньших коэффициентов запаса по стойкости, появление изделий БиКМОП-технологии, вопросы
стоимости комплектующих изделий РЭА), стимулировали повышенный интерес к поведению в условиях низкоинтенсивного облучения и изделий биполярной технологии. В большинстве случаев чувствительность изделий
этой технологии к дозовым эффектам ионизации существенно выше при низких значениях мощности дозы облучения,
характерных
для
космических
условий
(10–2–10–3 рад/с), по сравнению с мощностью дозы, обычно используемой при радиационных испытаниях
(50–300 рад/с). В литературе этот эффект часто обозначают в сокращенном виде ELDRS — Enhanced Low Dose
Rate Sensitivity. К настоящему времени количество публикаций по этой тематике уже исчисляется сотнями
(большинство из которых — американских авторов),
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
211
однако полного понимания физических причин эффекта
пока не достигнуто.
Адекватность и область применимости предложенных
методов моделирования также требуют уточнений [71]. В
частности, имеются определенные противоречия в априорных предположениях американских и отечественных авторов о наличии эффектов ELDRS в биполярных изделиях
различного функционального назначения. Авторы работы
[72] полагают, что эффекты ELDRS отсутствуют в цифровых ИС и, возможно, в дискретных приборах (для дискретных биполярных транзисторов (БТ) рекомендована экспериментальная проверка). Противоположный вывод следует из результатов работы [73]: зависимость дозы отказа
Dотк от мощности дозы облучения в аналоговых ИС, в отличие от цифровых, не обнаружена. К сожалению, в отечественных публикациях практически отсутствуют данные
экспериментального определения численной величины,
характеризующей эффект ELDRS. Это относится даже к
простейшим биполярным изделиям — БТ различной технологии.
В настоящем издании будут кратко рассмотрены основные результаты экспериментальных исследований, направленных на разработку методов моделирования низкоинтенсивного облучения биполярных ПП и ИС, и предложенные
на сегодня физические модели эффектов ELDRS в изделиях
биполярной технологии. Кроме того, будут представлены
результаты основных работ, дающие представление о характере и величине эффекта и его зависимости от технологии изготовления изделий и внешних факторов облучения
(температура, электрический режим).
6.1. Влияние интенсивности излучения
на радиационный отклик
биполярных транзисторов
Использование БТ для исследования эффектов ELDRS
обусловлено двумя причинами. Во-первых, БТ — это
основной активный элемент электронных схем, во-вторых,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
212
Глава 6
изменение компоненты базового тока прибора, связанной
с поверхностной рекомбинацией, позволяет судить о физических причинах эффекта.
Одной из первых работ, с которой начались активные
исследования эффекта ELDRS в биполярных изделиях, является статья [74]. В результате исследования двух технологических вариантов БТ (с кристаллическим и поликремниевым эмиттером) при мощности дозы гамма-излучения
Рg = 1,1¸287 рад(SiO2)/c авторы получили следующее:
l D(1/h21э) для БТ с кристаллическим эмиттером при
Рg = 1,1 рад(SiO2)/c примерно в три раза больше, чем
при Рg = 300 рад(SiO2)/c, для р–n–p-приборов и в два
раза для п–р–п-приборов; это отношение для БТ с поликремниевым эмиттером достигает 4–7 раз (h21э —
коэффициент передачи транзистора в схеме с общим
эмиттером; в п. 2.2 для данного параметра использовалось обозначение «b»);
l при мощности дозы гамма-излучения 16 и 300 рад(SiO2)/c
значения D(1/h21э) примерно одинаковы.
Наиболее полные и информативные исследования эффектов ELDRS в БТ были проведены в работах [75, 76].
В них исследовались горизонтальные и вертикальные
р–п–р-БТ [75] и вертикальные п–р–п-БТ [76]. Все типы БТ
были изготовлены по современной планарной технологии,
используемой при изготовлении ИС, с поликремниевым
эмиттером. Измерялись вольт-амперные характеристики
приборов: зависимость базового Iб и коллекторного Iк тока
в наноамперном диапазоне при различных напряжениях
на переходе эмиттер—база. Эксперименты были проведены в диапазоне значений мощности доз гамма-излучения
от 0,001 до 294 рад(Si)/с и в диапазоне температур от комнатной до 240 °С. При исследовании зависимости деградации коэффициента усиления БТ (h21э = Iк/Iб) от Рg приборы
облучали при 25 °С в пассивном режиме при закороченных
выводах. На рис. 6.1 представлены зависимости изменения тока базы DIб от мощности дозы гамма-излучения Рg
для обоих типов р–п–р-БТ, иллюстрирующие «чистый»
эффект ELDRS для дискретных транзисторов. Вид этих
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
213
Рис. 6.1. Зависимость приращения базового тока горизонтального (¡) и вертикального (˜) р–n–р-БТ от мощности дозы гамма-излучения [75]
кривых является «типичным» для эффекта ELDRS, и
именно в таком виде обычно приводятся экспериментальные данные по исследованию эффектов низкой интенсивности при облучении БТ.
Данные эксперименты показали, что изменение базового тока р–п–р-БТ, облученных при Рg = (1 – 5) · 10–3 рад(Si)/с,
в 10 (и более) раз больше, чем при Рg = 50 – 300 рад(Si)/с
при том же уровне суммарной дозы. Для п–р–п-БТ данный
эффект не превышал 10 (типичное значение 3–5). Кроме
того, при Рg £ 5 · 10–3 рад(Si)/с эффект мощности дозы насыщался, а также наблюдалось отсутствие зависимости от
Рg при Рg ³ 20–50 рад(Si)/с. В приборах с поликремниевым
эмиттером эффект достигал 10 раз, тогда как в приборах с
кристаллическим эмиттером всего 2–3 раз. Напряжение
на коллекторе БТ во время облучения оказывало довольно
слабое (около 10–20%) влияние на эффект ELDRS.
В большинстве работ, связанных с эффектами ELDRS,
проводится облучение при повышенных температурах, поскольку повышенная температура большинством исследователей рассматривается как основной ускоряющий фактор при моделировании эффектов ELDRS. На рис. 6.2
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
214
Глава 6
Рис. 6.2. Зависимость приращения тока базы горизонтального
р–n–р-БТ от температуры облучения при различных дозах облучения [71, 75]
[71, 75] приведена зависимость DIб(Тобл) для горизонтального р–п–р-БТ, иллюстрирующая влияние температуры
облучения Tобл. Из рисунка видно, что рост температуры
при облучении приводит к увеличению DIб, однако облучение при повышенной температуре не дает полного моделирования эффекта ELDRS, характерного для низких значений мощности дозы излучения (Рg £ 0,001 рад(Si)/c).
Обобщая приведенные выше результаты (см. рис. 6.1
и 6.2) можно сделать следующие выводы [71].
l Никакое повышение температуры облучения не обеспечивало полного моделирования эффекта низкой интенсивности, максимум — до 80–85%. Требовалось дополнительное облучение изделий, для определения величины которого рекомендуется вводить коэффициент
переоблучения Кп.
l При дозе облучения Dg < 200 крад(Si) моделирование
эффекта низкой интенсивности путем облучения при
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
215
высокой мощности дозы и повышенной температуре
более эффективно для р–п–р-БТ, чем для п–р–п-БТ.
l Максимальная эффективность высокотемпературного
облучения при моделировании эффекта низкой интенсивности (оптимальная Тобл, максимально близко моделирующая эффект низких Рg) находится в диапазоне
100–200 °С и логарифмически уменьшается с ростом
дозы облучения, причем для р–п–р-БТ быстрее, чем
для п–р–п-БТ, что хорошо видно из рис. 6.3 [71].
Влияние низкоинтенсивного облучения на изменение
h21э отечественных БТ и корреляция этих изменений с облучением при высоких Рg и повышенных Тобл исследовалось в работе [77]. Облучали серийные БТ типа КТ3129
(р–п–р) и КТ3130 (п–р–п). Результаты показали следующее.
Dg = 1,1 · 106
рад
для
р–п–р-приборов:
l При
Dh21э(Рg = 20 рад/с) » Dh21э(Рg = 600 рад/с), причем
h21э(Dg)/h21э(0) = 0,58
при
h21э(Dg)/h21э(0) = 0,85;
Рg = 0,38 рад/с.
Рис. 6.3. Зависимость оптимальной температуры облучения от
поглощенной дозы [71]: ¡ — вертикальный p–n–p-БТ; D — горизонтальный p–n–p-БТ; ˜ — n–p–n-БТ; Pg = 294 рад(Si)/с
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
216
Глава 6
l
При Dg = 1,1 · 106 рад для п–р–п-приборов:
h21э(Dg)/h21э(0) = 0,52 при Рg = 600 рад/с;
h21э(Dg)/h21э(0) = 0,38 при Рg = 20 рад/с;
h21э(Dg)/h21э(0) = 0,29 при Рg = 0,38 рад/с.
При Dg = 240 рад облучение при Рg = 20 рад/с
и Тобл = 100 °С эквивалентно облучению при
Рg = 0,38 рад/с и Тобл = 15 °С (р–п–р-БТ); облучение при
Рg = 20 рад/с и Тобл = 60 °С эквивалентно облучению
при Рg = 0,036 рад/с и Тобл = 15 °С (п–р–п-БТ).
l
Следует отметить, что степень влияния низких Рg на
изменение отношения h21э(Dg)/h21э(0) и оптимальные значения Тобл различны для БТ разного типа проводимости.
Также на деградацию h21э в зависимости от поглощенной
дозы Dg оказывает влияние электрический режим. Максимальные значения отношений h21э(Dg)/h21э(0) отмечались
при Тобл = 150–200 °С, но зависели от типа проводимости
БТ и дозы облучения, уменьшаясь с ростом последней.
Несмотря на приведенные выше результаты исследования эффектов ELDRS в БТ, до сих пор существует некоторая неопределенность в вопросе о наличии этих эффектов в
дискретных транзисторах, и прежде всего БТ р–п–р-типа.
Более того, отечественный руководящий документ РД
319.03.37—2000, посвященный методам испытаний на
стойкость к воздействию поглощенной дозы низкоинтенсивного ИИ, вообще исключает дискретные р–п–р-БТ из
приборов, в которых имеют место эти эффекты. Для проверки указанных противоречий в работе [71] было исследовано пять типов p–n–p-БТ и три типа n–p–n-БТ планарноэпитаксиальной технологии. Измерялся коэффициент
усиления в режиме большого сигнала h21э при 5–6 фиксированных значениях тока эмиттера Iэ. Транзисторы облучались при мощности доз 140 и 1,4 Р/с. На рис. 6.4, 6.5 в
качестве примера приведены полученные дозовые зависимости изменения тока базы и коэффициента передачи в
схеме с общим эмиттером для n–p–n-транзистора 2Т312Б.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Рис. 6.4. Зависимость DIб n–p–n-БТ 2Т312Б от дозы и мощности
дозы облучения [71]: 1 — Рg = 140 Р/с, Iэ = 0,1 мА; 2 —
Рg = 1,4 Р/с, Iэ = 0,1 мА; 3 — Рg = 140 Р/с, Iэ = 1 мА; 4 —
Рg = 1,4 Р/с, Iэ = 1 мА
Рис. 6.5. Зависимость отношения h21э(Dg)/h21э(0) n–p–n-БТ
2Т312Б от дозы и мощности дозы облучения [71]: 1 —
Рg = 140 Р/с, Iэ = 0,1 мА; 2 — Рg = 1,4 Р/с, Iэ = 0,1 мА; 3 —
Рg = 140 Р/с, Iэ = 1 мА; 4 — Рg = 1,4 Р/с, Iэ = 1 мА
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
218
Глава 6
Для численной характеристики эффекта ELDRS можно использовать коэффициент KР, определяемый соотношением
Kp =
dDI б dD g
dDI б dD g
Pg1
,
(6.1)
Pg2
где в числителе и знаменателе правой части стоят скорости изменения базового тока при низкой (Рg1) и высокой
(Рg2) мощности дозы излучения соответственно.
При нелинейной зависимости DIб(Dg) значение KP
определяется для условия Dg ® 0. Значения коэффициента
KP для некоторых отечественных БТ, рассчитанные по дозовым зависимостям изменения тока базы для мощности дозы
Pg1 = 1,4 Р/с и Pg2 = 140 Р/с, представлены в табл. 6.1 [71].
Коэффициент KP можно определять также и по другим
параметрам, используя выражение, аналогичное (6.1).
При этом для разных параметров будут получаться разные
значения коэффициента. Так, для транзистора 2Т312Б
Таблица 6.1
Экспериментальные значения коэффициента Kp
Тип БТ
KP
Iэ = 0,1 мА
Iэ = 1,0 мА
2Т312Б, n–p–n
3,5
3,5
КТ312В, n–p–n
2,2
2,4
2Т203Б, p–n–p
2,7
2,7
КТ203В, p–n–p
1,9
1,8
КТ3107А, p–n–p
2,3
2,25
КТ337Б, p–n–p
2,2
1,9
КТ342А, n–p–n
1,2
1,3
2Т326А, p–n–p
0,95
1,1
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
219
(см. рис. 6.5) значение KP, определенное по изменению
h21э, составляет K p
» 1,5. Это приблизительно в 2,3 раза
h21 э
меньше, чем аналогичное значение, определенное по изменению тока базы (K p
» 3,5, см. табл. 6.1).
Iб
Обобщая представленные экспериментальные данные
(рис. 6.4, 6.5, табл. 6.1), полученные в работе [71] при исследовании отечественных БТ, можно сделать следующие
выводы.
1. Величина эффекта мощности дозы у исследованных
приборов изменялась примерно от 1,0 (2Т326 — эффект ELDRS отсутствовал) до 3,5 (2Т312). Приборы
специального назначения показали более высокую
чувствительность к мощности дозы облучения, чем
коммерческие.
2. Влияние мощности дозы гамма-излучения на скорость изменения h21э меньше, чем на скорость изменения DIб При этом Kp не превышает ~2,0 (очевидно,
из-за того, что DIб в рассматриваемом случае не учитывает объемную составляющую тока базы).
3. Как для p–n–p-, так и для n–p–n-транзисторов уже
при Рg = 1,4 Р/с имеет место увеличение их чувствительности к дозе облучения, достигающее 3,5 раз по
сравнению с облучением при Рg = 140 Р/с.
6.2. Влияние интенсивности излучения
на радиационный отклик
биполярных интегральных схем
Как уже отмечалось, в вопросе о наличии эффектов
ELDRS в биполярных ИС у разных исследователей имеются определенные разногласия. Зарубежные авторы полагают, что эффекты ELDRS в цифровых ИС отсутствуют, а в аналоговых (линейных), где одним из основных
контролируемых параметров является входной ток (часто
это базовый ток входного БТ), имеют место. Отечественные авторы считают, что отрицательные обратные связи,
обычно присутствующие в аналоговых ИС, «скрывают»
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
220
Глава 6
зависимость изменений параметров от интенсивности облучения вплоть до порога отказа ИС, а в цифровых ИС,
где контролируемые параметры определяются коэффициентом усиления выходного БТ, эффект ELDRS наблюдается. Соответственно основными объектами исследований
первых являются аналоговые ИС (операционные усилители, компараторы, регуляторы напряжения и т. д.), а вторых — цифровые ИС (схемы ТТЛ, микросхемы памяти и
т. д.).
На рис. 6.6–6.10 [71, 74, 78] в графическом виде даны
экспериментальные зависимости для аналоговых ИС,
часто приводимые в публикациях американских авторов.
Непосредственно из приведенных на этих рисунках графиков можно судить как о характере влияния условий облучения ИС (Рg, Тобл), так и о численных значениях эффекта ELDRS.
Рис. 6.6. Зависимость приращения входного тока операционного усилителя LM108A от дозы при трех значениях интенсивности гамма-излучения [78]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
221
Рис. 6.7. Влияние мощности дозы гамма-излучения на повреждение аналоговых биполярных ИС различного технологического
исполнения [74]
Рис. 6.8. Влияние мощности дозы облучения на Iвх компараторов LM111, облученных при Тобл = 90 °С [78]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
222
Глава 6
Рис. 6.9. Влияние температуры облучения на Iвх компараторов
LM111, облученных при Рg = 6 рад(Si)/c [78]
Рис. 6.10. Деградация источника внутреннего тока Ics операционного усилителя LM108А от дозы при нескольких мощностях
доз облучения (нормировано на Ics(0)) [78]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
223
Для определения влияния схемотехнических решений
на чувствительность биполярных ИС к эффекту ELDRS в
некоторых работах исследовались ИС разных производителей, являющиеся функциональными аналогами. При
этом было получено, что ИС, изготовленные разными производителями, обладают различной чувствительностью к
ELDRS. Однако авторы этих работ пришли к выводу, что
данные различия связаны, прежде всего, с разными технологиями изготовления ИС, а не их схемотехническими решениями [71].
Вопрос о выборе оптимального режима облучения ПП
и ИС (Рg, Тобл) — один из важнейших в методах ускоренных испытаний, использующих повышенные температуры облучения. Детальное исследование этого вопроса провели французские авторы [79]. Экспериментально исследовалось пять типов коммерческих ИС — два типа
компараторов и три типа операционных усилителей. Изделия облучали до суммарной дозы 100 крад при мощности
дозы 0,55; 5,5 и 28 рад/с и температуре 25, 100 и 130 °С.
Кроме того, все изделия были облучены при Тобл = 25 °С и
Рg = 0,008 рад/с. Качественные, но важные с практической
точки зрения выводы из результатов этой работы таковы:
l наличие или отсутствие эффектов ELDRS в ИС зависит
не только от типа входного каскада, но и от типа ИС
(технологии изготовления ИС) и вида контролируемого параметра;
l если критичными для применения являются offset-параметры (Ioffset, Uoffset), применение повышенных Тобл
при моделировании воздействия низкоинтенсивного
ИИ не рекомендуется;
l оптимальным режимом ускоренных испытаний для
исследованных ИС по входным токам (токам смещения) является: Рg = 0,55 рад/с, Тобл = 100 °С.
Аналогичный вывод о неадекватности моделирования
низкоинтенсивного облучения с повышением температуры сделан в работе [80]: облучая ИС типа 530ИР18 (6-разрядный сдвиговый параллельный регистр с D-триггерами)
при Тобл = 25–125 °С и Рg = 0,1–100 Р/с, авторы показали,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
224
Глава 6
что с ростом температуры деградация критичных параметров (U0L, I0L) увеличивается при Рg < 0,1 Р/с и уменьшается при Рg > 0,1 Р/с.
Интересные результаты исследования влияния мощности дозы гамма-излучения в диапазоне 0,01–100 Р/с на
отечественные биполярные цифровые и аналоговые ИС
различного конструктивно-технологического исполнения
и функционального назначения получены авторами работы [73]. Показано, что это влияние проявляется не всегда,
но если эффект наблюдается, то дозы отказа Dотк отличаются не более чем в 3 раза. Зависимость Dотк(Рg) биполярных цифровых ИС в диапазоне 0,05–100 Р/с достаточно хорошо описывается выражением
Dотк=А(Рg)n,
(6.2)
где Рg измеряется в рентгенах в секунду (Р/с).
В табл. 6.2 приведены параметры этой аппроксимирующей зависимости для некоторых отечественных ИС [71].
К сожалению, в [73] не приводятся значения погрешностей параметров аппроксимации предложенного вида.
Таблица 6.2
Параметры аппроксимации зависимости дозы отказа биполярных
цифровых ИС от мощности дозы излучения
Тип ИС
Критерий
отказа
А
n
134ЛБ1
I0L £ 12 мА
5,5 · 104
0,22
1505ЛБ1
I0L £ 20 мА
1,8 · 105
0,21
106
0,16
1533ЛБ1
ФК
3,0 ·
530ИР18
U0L £ 0,5 В
2,0 · 107
0,26
541РУ1
ФК
1,4 · 105
0,17
1615РУ11
ФК
9,5 · 105
0,23
ФК — функциональный контроль; I0L — выходной ток низкого уровня; U0L — выходное напряжение низкого уровня
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
225
Это совершенно необходимо для результатов, на основании
которых руководящий документ РД 319.03.37—2000 расширяет применение показателя n = 0,26 на все типы дискретных ИС и п–р–п-БТ. Другой важный вывод, сделанный авторами этой работы и противоречащий предположениям авторов [72], состоит в следующем: доза отказа
аналоговых ИС не зависит от Рg (эффекты ELDRS отсутствуют), хотя и отмечены случаи, когда по одному параметру отказ ИС наблюдается при максимальной Рg, а по
другому — при минимальной.
6.3. Физические модели эффектов
низкоинтенсивного облучения
биполярных приборов и микросхем
Очевидно, что при уровнях облучения, когда начинают
проявляться эффекты ELDRS (до 100–200 крад), изменения параметров БТ (основного прибора, используемого
для исследования физических причин эффекта) связаны
не со структурными повреждениями, а с дозовыми ионизационными процессами встраивания заряда в пассивирующем (защитном) оксиде в области базы и объемного
заряда эмиттерного перехода [71]. При этом остается дискуссионным ряд вопросов о кинетике встраивания заряда
и причинах различного характера его проявления в изделиях МОП- и биполярной технологии. Авторы работы [81],
исследуя конденсаторы со структурой металл—оксид—
кремний, изготовленные по биполярной технологии,
предложили одну из возможных моделей кинетики
встраивания заряда, образования поверхностных ловушек
и деактивации акцепторов в подложке (база п–р–п-БТ)
при облучении с высокими Рg при Тобл = 100 °С. С их точки зрения процессы связаны с дрейфом ионов водорода
H+ в оксид и слои Si и наличием дырок в обедненной области Si. Это приводит к нейтрализации акцепторов и
увеличению рекомбинации в областях базы, прилегающих к поверхности. Нейтрализация мелких акцепторов
может проходить по двум механизмам:
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
226
Глава 6
1) пассивация акцепторов — нейтральный атом Н0 деактивирует примесь бора (В–) по реакции
В– + Н0 + h+ ® (BH)0,
(6.3)
где h+ — свободная дырка;
2) компенсация акцепторов, когда Н0 отдает электрон в
зону проводимости и объединяется с В– по реакции:
В– + Н+ + е– + h+ ® (BH)0,
(6.4)
где е– — свободный электрон.
Процесс (6.3) требует свободных дырок. Процесс (6.4)
может проходить в области, где нет свободных носителей.
Так как оба процесса выравнивают концентрации дырок и электронов в базе п–р–п-БТ, они усиливают рекомбинацию, т. е. приводят к увеличению DIб. Описанные механизмы логично объясняют повышение рекомбинации в
базе, однако до сих пор нет общего мнения по вопросам: какие дефекты являются источником водорода, при каких
условиях возникают ионы Н+ (протоны), а при каких —
нейтральный водород (Н0) и т. д.?
Аналитических моделей, с приемлемой степенью адекватности описывающих эффекты низкоинтенсивного облучения БТ, до настоящего времени не предложено. Считается, что в приборах n–p–n-типа основное влияние на поверхностную рекомбинацию оказывает объемный заряд в
оксиде, а в p–n–p — заряд на поверхностных состояниях у
границы раздела Si/SiO2 [71]. Однако модели, математически описывающей процесс накопления этих зарядов с
учетом интенсивности облучения, пока не существует. Поэтому большинство аналитических выражений для описания эффектов ELDRS в БТ носят качественный или феноменологический характер, давая возможность исследовать
влияние различных параметров на эффект и качественно
проанализировать ситуацию. Естественно, такие модели
требуют нормировать расчеты на эксперименты для определения ряда параметров моделей.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
227
6.4. Проблема экспериментального
моделирования воздействия излучений
низкой интенсивности на биполярные изделия
Обобщая изложенные выше экспериментальные результаты, можно отметить следующее [71]:
l эффекты ELDRS зависят, прежде всего, от технологии
изготовления изделий (пассивирующих оксидов), а не
их схемотехнического решения;
l предварительно не всегда возможно предсказать, имеет ли место эффект ELDRS в данном изделии по конкретному параметру;
l облучение при повышенных температурах и высоких
Рg не дает результата, полностью эквивалентного воздействию излучений низкой интенсивности (требуется
дополнительное облучение или введение коэффициентов запаса);
l температуры облучения, дающие максимальный эффект моделирования, часто находятся вне допустимого
согласно техническим условиям рабочего диапазона
температур изделия;
l оптимальное соотношение Тобл и Рg зависит от конкретного изделия (и даже от контролируемого параметра),
требуемой дозы облучения, выбранного коэффициента
запаса и может быть установлено только путем предварительных испытаний.
На сегодня предложено, по существу, два подхода к решению проблемы моделирования воздействия излучений
низкой интенсивности на биполярные изделия:
1) метод аналитической оценки дозы отказа при воздействии низкоинтенсивного излучения по данным о
дозе отказа при высоких Рg;
2) метод ускоренных испытаний с использованием повышенных температур облучения при Рg = 10–100 рад/с.
1. Метод аналитической оценки нашел применение в
руководящем документе РД 319.03.37—2000, посвящен-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
228
Глава 6
ном методам ускоренных испытаний изделий полупроводниковой электроники на стойкость к воздействию низкоинтенсивного ИИ. Основным достоинством этого метода
является его простота: зависимость типа изображенной на
рис. 6.1 в логарифмических координатах в диапазоне
Рg = 0,05–100 Р/с аппроксимируется линейной функцией
(рис. 6.11). В этом случае дозу отказа при воздействии излучения низкой интенсивности Dнии оценивают по соотношению
Dнии= Dисп(Рg нии/Рg исп)0,26,
(6.5)
где Dисп — доза отказа при испытаниях с Рg исп; Рg нии —
мощность дозы излучения, для которой требуется провести оценку стойкости изделия.
Метод во всех случаях дает консервативную оценку
дозы отказа. Иногда эта оценка может быть неприемлемо
занижена, особенно если эффект ELDRS в данном изделии
или отсутствует, или Dнии с уменьшением Рg не уменьшается, как обычно, а растет [79]. Во многих случаях такое занижение стойкости может существенно ограничить возможности разработчиков РЭА в выборе комплектующих.
Кроме того, метод допускает использование мощности
Рис. 6.11. Зависимость DIб БТ от мощности дозы гамма-излучения и ее аппроксимация [71]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
229
дозы излучения Рg исп = 50–1000 рад/c, т. е. только из-за
выбора Рg исп возможно различие в прогнозе Dнии в
200,26 = 2,2 раза. Существенным недостатком метода является слабая статистическая и экспериментальная обоснованность показателя степени 0,26 (взято максимальное
значение из результатов облучения шести типов цифровых
биполярных ИС, см. табл. 6.2).
2. Метод ускоренных испытаний с использованием повышенных температур облучения обосновывается экспериментальными наблюдениями (см. рис. 6.2). Хотя в большинстве работ метод повышенных температур облучения
рассматривается в качестве основного, его практическая
реализация на уровне универсальной методики или стандарта затруднена рядом экспериментальных фактов, отмеченных выше. Представляется, что метод испытаний, возможный алгоритм которого изложен в [72], позволяет существенно уменьшить неопределенности с выбором изделий,
в которых проявляются эффекты ELDRS, критичных параметров и условий облучения при повышенной температуре. Последовательность действий в соответствии с этим алгоритмом представлена схемой на рис. 6.12 [71].
Необходимо отметить следующее. Во-первых, критерием при решении вопроса о наличии эффектов ELDRS в данном изделии авторы [72] предлагают выбрать K = 1,5 — отношение изменений параметра при низкой (10–2–10–3 рад/с)
и высокой (10–300 рад/с) мощности дозы облучения. При
этом данное соотношение должно соблюдаться для любого
контролируемого параметра во всем диапазоне требуемых
доз облучения.
Во-вторых, если эффекты ELDRS в изделии отсутствуют, рекомендуется переходить на метод испытаний
1019.4 (MIL-STD 883), применяемый для изделий МОПтехнологии (см. п. 5.5). Эквивалентные замены этого метода в отечественных руководящих документах — тест ¹ 1 и
тест ¹ 2 РД 319.03.37—2000.
В-третьих, эффективность повышенных Тобл пока исследована недостаточно, их оптимальные значения зависят как от Рg, так и Dg, и должны быть достаточно низкими, чтобы минимизировать эффекты отжига поврежде-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
230
Глава 6
Рис. 6.12. Возможный алгоритм методики испытаний биполярных ПП и ИС с учетом эффектов низкой интенсивности излучения
ний. Режим облучения при Рg = 10 рад/с и Тобл = 100 °С,
рекомендуемый без проведения определительных испытаний (см. рис. 6.12), выбран оптимальным из опыта исследований достаточно ограниченного количества ИС. Учитывая, что, во-первых, оптимальный режим Рg = 10 рад/с и
Тобл = 100 °С не является таковым для всех типов изделий,
а во-вторых, никакое повышение Тобл в общем случае не
дает результата, полностью эквивалентного воздействию
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Особенности деградации биполярных приборов и микросхем
231
излучений низкой интенсивности, авторы предлагаемого
алгоритма вводят коэффициент запаса, равный трем, который должен обеспечить консервативную оценку стойкости.
Следует также отметить, что обнаруженный в последнее время и пока не понятый новый эффект (по американской литературе PETS — Pre-irradiation Elevated-Temperature-Stress), по-видимому, может усложнить любую методику испытаний с учетом возможных эффектов ELDRS
без проведения определительных испытаний [71]. Эффект
состоит в следующем: экспериментально показано, что
предварительная (до облучения) обработка линейных ИС
повышенными температурами (в том числе и на каких-то
этапах технологического цикла их изготовления) существенно влияет на их отклик при последующем облучении.
Более того, невозможно предсказать влияние этого эффекта
на чувствительность к ELDRS: в одних условиях он почти
полностью исключает эффект низкоинтенсивного облучения, в других — практически не изменяет чувствительности к воздействию низкой мощности дозы излучения.
6.5. Выводы
Анализируя представленные результаты исследований
эффекта низкоинтенсивного облучения (эффект ELDRS) в
биполярных ПП и ИС с точки зрения разработки методики ускоренных испытаний, можно сделать следующие
основные выводы [71].
1. Облучение биполярных изделий при интенсивности
излучения менее 10–2 рад/с может вызывать на порядок
большие изменения параметров, чем при интенсивности
свыше 10–50 рад/с при одной и той же суммарной дозе облучения (величина эффекта).
2. Величина эффекта сложным образом зависит от целого ряда параметров, в первую очередь, от технологии изготовления ПП и ИС, вида контролируемого параметра и
температуры облучения. Возможны ситуации, при которых по одному из параметров изделия эффект наблюдается, по другим — отсутствует.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
232
Глава 6
3. Методики ускоренных испытаний, адекватно отражающей результаты облучения при воздействии излучений КП низкой интенсивности, пока не разработано. Метод облучения при повышенных температурах требует или
введения коэффициентов запаса, или проведения дополнительных испытаний с целью определения оптимального
соотношения мощности дозы и температуры.
4. Оптимальное соотношение мощности дозы и температуры облучения, определенное в эксперименте, может
зависеть не только от типа изделия, но и от контролируемого параметра этого изделия.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Глава 7
Одиночные события в БИС при
воздействии отдельных заряженных
частиц космического пространства
Обеспечение стойкости изделий полупроводниковой электроники к эффектам одиночных событий (ОС) при воздействии отдельных заряженных частиц (ОЗЧ) космического
пространства является актуальной задачей. В настоящее
время порядка 40–50% от всего объема радиационных
испытаний, проводимых в интересах предприятий космической отрасли, приходится на данную тематику. Для современных БИС с высокой степенью интеграции достаточно попадания одной ОЗЧ в чувствительный объем
прибора, чтобы произошел сбой в его функционировании.
ОС могут носить как обратимый характер, вызывая, например, кратковременную потерю информации, хранимую
в элементарных ячейках БИС запоминающих устройств,
так и приводить к полной потере работоспособности ИС,
например, вследствие эффекта защелкивания в паразитных структурах КМОП ИС. По своей природе ОС являются ионизационными эффектами, т. е. причиной их возникновения является ионизация при взаимодействии высокоэнергетических ОЗЧ с материалом БИС. В результате
сбора заряда неравновесных носителей в чувствительном
объеме облучаемого прибора возникают кратковременные
ионизационные токи. В зависимости от схемотехники облучаемого прибора и его конструктивно-технологического
исполнения эти токи могут привести к различной реакции: потеря информации в отдельных ячейках памяти;
сбои в функционировании контроллеров и процессоров;
появление импульсных сигналов на выходах аналоговых
схем; возникновение в цепи питания большого тока с последующим катастрофическим отказом облучаемого прибора и др.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
234
Глава 7
7.1. Основные виды и классификация
одиночных событий
Одиночные события — это радиационные эффекты, причиной возникновения которых является взаимодействие
отдельной (одной) ядерной частицы (ОЯЧ) с активной областью прибора. Данные эффекты относятся к сравнительно новому классу «микродозиметрических» радиационных эффектов в электронных приборах и носят принципиально вероятностный характер.
Основными видами ОС в электрорадиоизделиях (ЭРИ)
при воздействии ОЗЧ КП являются следующие [5, 82]:
l SEU (Single Event Upset) — обратимые одиночные сбои
в ЭРИ с регулярной логикой, проявляющиеся в виде
потери информации в отдельных ячейках;
l SEL (Single Event Latchup) — одиночные события радиационного защелкивания, вызванные включением паразитных тиристорных структур при попадании ОЗЧ
КП в чувствительный объем ЭРИ;
l SEHE (Single Event Hard Error) — одиночный микродозовый эффект, связанный с локальным выделением
энергии в чувствительном объеме активных элементов ЭРИ при попадании ОЗЧ КП с последующим «дозовым» отказом данного элемента; после термического отжига обычно наблюдается возврат в рабочее состояние;
l SEFI (Single Event Functional Interrupt) — одиночный
эффект функционального прерывания (наиболее характерен для функционально сложных БИС, таких
как микропроцессоры, контроллеры и т. п.);
l SEB (Single Event Burnout) — одиночный эффект выгорания в мощных МДП-транзисторах, связанный с открыванием паразитного биполярного транзистора при
попадании ОЗЧ КП;
l SEGR (Single Event Gate Rupture) — одиночный эффект пробоя подзатворного диэлектрика в МДП-структурах при попадании ОЯЧ КП;
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
l
l
235
SES (Single Event Snappback) — одиночный эффект
вторичного пробоя в n-МОП-транзисторах;
SET (Single Event Transient) — переходная ионизационная реакция, вызванная попаданием ОЯЧ КП в чувствительную область ЭРИ; эффект может проявляться в виде импульсов тока в выходных цепях в аналоговых ЭРИ и в ЭРИ смешанного типа, а также может
привести к искажению информации в высокочастотных оптических линиях передачи информации.
Все одиночные события при воздействии ОЗЧ КП можно разделить на две группы: обратимые и необратимые (катастрофические). К первой группе относятся такие эффекты, как SEU, SEFI, SET, ко второй — эффекты SEL, SEH,
SEB, SEGR, SESB.
Необратимые события могут привести к катастрофическим отказам ИС. Для восстановления рабочего состояния, как правило, требуется отключение питания и переинициализация ИС. В случае эффекта SEHE для возвращения работоспособного состояния необходим отжиг.
Обратимые события, или сбои, к катастрофическим
отказам непосредственно не ведут, и для восстановления
нормального работы ИС не нужно отключать питание.
Однако такие сбои могут быть серьезной помехой для нормального функционирования аппаратуры.
7.1.1. Краткое описание основных видов ОС
Обратимые одиночные сбои (SEU). Такие сбои возникают
в результате проникновения высокоэнергетических заряженных частиц в чувствительный объем ИС — как правило, это обратносмещенный p–n–переход. При этом
вдоль трека частицы идет ионизация, т. е. образуются
электронно-дырочные пары. В результате при пролете
частицы через область пространственного заряда (ОПЗ)
обратносмещенного p–n–перехода последняя деформируется: образуется так называемая «воронка», т. е. ОПЗ
«вытягивается» вдоль трека частицы (рис. 7.1 [82]).
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
236
Глава 7
Рис. 7.1. «Воронка», образующаяся при попадании частицы в
область p–n-перехода [82]
Возникающие в воронке электроны дрейфуют по направлению к переходу, а дырки — в противоположную сторону, вызывая ток подложки. Собранные электроны дают
кратковременный импульс тока (первичный ток), способный вызвать сбой логического состояния ячейки. При этом
микросхема остается в работоспособном состоянии. Процесс сбора электронов длится доли наносекунд. Кроме
того, свободные электроны, сгенерированные вдоль трека
частицы под воронкой, могут диффундировать в сторону
ОПЗ, образуя вторичный (диффузионный) ток. Величина
этого тока значительно ниже, чем первичного, однако длительность его значительно выше — вплоть до сотен наносекунд и даже до микросекунд.
ОС данного типа характерны для цифровых ИС, отдельные ячейки которых могут находиться в устойчивых
логических состояниях (как правило, это БИС памяти,
триггеры, регистры и т. п.) и проявляются в виде потери
информации в отдельных ячейках вследствие попадания
ТЗЧ (рис. 7.2).
После потери информации в ячейке информация может быть перезаписана, и в целом БИС остается в работоспособном состоянии. Другими словами, данный тип ОС относится к обратимым эффектам.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
237
Рис. 7.2. Иллюстрация процесса инверсии логического состояния ячейки памяти СОЗУ при воздействии ОЗЧ
Одиночные события радиационного защелкивания
(SEL). SEL характерны для ИС КМОП-технологии, поскольку они содержат четырехслойные структуры p–n–p–n.
Радиационное защелкивание может иметь место в ИС других технологических вариантов, где присутствуют такие
четырехслойные структуры (обычно в случае использования межэлементной изоляции с помощью обратносмещенного p–n-перехода). При попадании тяжелой частицы в такую структуру в результате ионизации возникает ток в
базе паразитных биполярных транзисторов (как n–p–nтак и p–n–p-), что приводит к включению паразитной тиристорной структуры. При этом наблюдается резкое возрастание тока через структуру, что может привести к катастрофическому выгоранию (выгорание обычно происходит
в течение сотен микросекунд). Напряжение удержания
для паразитного тиристора, как правило, составляет величину порядка 1–1,5 В [82]. Если кратковременно отключить питание (до выгорания), то структура возвращается в
работоспособное состояние.
Одиночный микродозовый эффект (SEHE). Это необратимое изменение функционирования отдельных битов в
ИС статической или динамической памяти, обычно связанное с катастрофическим отказом в отдельных элементах прибора при попадании в него одной или нескольких
тяжелых заряженных частиц (как правило, в подзатворном оксиде МОП-транзистора) [82].
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
238
Глава 7
Одиночный микродозовый эффект проявляется как отказ функции записи инверсного логического состояния относительно текущего состояния в отдельной ячейке статического или динамического ОЗУ — эффект «впечатывания». Впервые SEHE экспериментально наблюдали в ИС
статического ОЗУ емкостью 1 Мбит [83]. Более подробные
исследования показали, что эффект связан с изменением
порогового напряжения отдельного МОП-транзистора из
состава ячейки памяти. Это изменение вызывается прохождением через подзатворный диэлектрик одной или
двух тяжелых заряженных частиц с высоким значением
ЛПЭ (50–100 МэВ·см2/мг) [84, 85]. SEHE экспериментально наблюдался как при воздействии тяжелых заряженных
частиц, так и при воздействии протонов [86]. Аналогично
обычным дозовым повреждениям в приборах МОП-технологии, в случае возникновения SEHE функция записи поврежденной ячейки может быть восстановлена отжигом
при повышенной температуре окружающей среды или при
воздействии УФ-излучения. При комнатной температуре
характерные времена восстановления функции записи могут составлять месяцы и годы.
В ИС динамического ОЗУ было обнаружено два типа
SEHE [87]. Особенность первого типа — количество наблюдаемых функциональных отказов ячеек памяти после
воздействия тяжелых заряженных частиц является функцией времени регенерации и уменьшается с его увеличением. Данный вид отказа аналогичен SEHE в ИС статического ОЗУ, в которых количество наблюдаемых функциональных отказов ячеек памяти после воздействия тяжелых
заряженных частиц уменьшается с увеличением времени
выборки. Второй тип отказа в ИС динамического ОЗУ характеризуется отсутствием зависимости количества наблюдаемых функциональных отказов от времени регенерации. Предполагается, что данный тип отказов связан с
пробоем затворов МОП-транзисторов, связывающих запоминающий конденсатор с шинами накопителя ИС ОЗУ. На
схемотехническом уровне причина наблюдаемых отказов
второго типа точно не установлена.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
239
Одиночный эффект прерывания функционирования
(SEFI). Это тип аномалий в работоспособности функционально сложных БИС, связанный с временной потерей или
прерыванием их функционирования. Настоящее определение данного класса обратимых одиночных событий было
введено стандартом EIA/JESD57 в 1996 г. [88]. Там же подчеркивается, что под SEFI надо понимать одиночный эффект, при возникновении которого восстановление работоспособности не связано с отключением питания, но при
этом невозможно выявить схемотехническую и топологическую область для диагностики одиночных сбоев.
В зависимости от функционального класса и индивидуальных особенностей БИС проявления SEFI могут быть
различны. Кроме того, некоторые типы БИС могут иметь
различные типы SEFI, обусловленные различными механизмами возникновения и характеристиками.
Одним из возможных проявлений SEFI в БИС динамической памяти может быть ее самопроизвольное переключение в «тестовый» режим. В микросхемах электрически
перепрограммируемых ПЗУ была найдена область контрольной логики, в которой при возникновении одиночного сбоя имела место потеря нормального функционирования ИС с выводом необычного выходного кода.
При возникновении одиночных сбоев в аналого-цифровых преобразователях (АЦП) в выходном коде обычно наблюдаются случайные ошибки. Однако в случае возникновения SEFI наблюдается полная потеря функции преобразования.
Одним из распространенных типов SEFI в микропроцессорах является «зависание» (lock-up) — остановка функционирования, при этом для продолжения работы требуется переинициализация (reset).
В различных типах ИС SEFI наблюдали как при воздействии ТЗЧ, так и при воздействии протонов. Обычно пороговые значения ЛПЭ частиц, вызывающих SEFI, сравнимы с аналогичными величинами для одиночных сбоев и составляют 1–10 МэВ·см2/мг. В то же время сечение
насыщения для SEFI, как правило, оказывается на несколько порядков меньше, чем для SEU.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
240
Глава 7
Эффект выгорания (SEB). Эффект выгорания возникает при пролете через полупроводник транзистора отдельной заряженной частицы. Часть сечения полевого транзистора, трек частицы и паразитный биполярный транзистор
(BJT) показаны на рис. 7.3 [89, 90].
Механизм эффекта SEB заключается в следующем
[91, 92]: заряженная частица, попадая в транзистор, теряет свою энергию, вызывая тем самым появление избыточных электронно-дырочных пар на своем пути за счет ионизации полупроводника. Плотность электронно-дырочных
пар достигает очень больших значений в субмикронном
диаметре трека частицы. Если полевой транзистор находится в состоянии «off» (неактивное, на затворе потенциал
близок к 0) и на сток подано высокое напряжение относительно эмиттера (³ 50 В), то электроны начинают двигаться к области стока, а дырки — к истоковой области, т. е. появляется электрический ток от стока к истоку, плотность
которого может превышать значение 104 А/см2. Этот вертикальный ток течет вдоль трека частицы и вблизи границы раздела диэлектрик—полупроводник горизонтально
отклоняется в сторону истока. В результате возникает разность потенциалов на переходе база—эмиттер паразитного
транзистора, что, в свою очередь, может привести к вклю-
Рис. 7.3. Поперечное сечение вертикального полевого n-канального транзистора, трек заряженной частицы и паразитный
биполярный транзистор [89, 90]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
241
чению BJT. Если это произойдет, то начнет действовать механизм обратной связи: электроны из эмиттера через базу
будут инжектироваться в коллектор [93], поддерживая
протекание тока большой величины через полевой транзистор. В результате полевой транзистор может перегреться и выйти из строя.
В отсутствие SEB ток течет через канал полевого транзистора под управлением напряжения на затворе. При
возникновении SEB (в момент попадания частицы) ток
начинает протекать через паразитный транзистор, и если
включается механизм обратной связи, ток через BJT продолжает расти до разрушения транзистора.
Обычно мощные МОП-транзисторы состоят из тысяч
маломощных транзисторов, соединенных параллельно. На
рис. 7.4 [90] представлена модель одного из маломощных
транзисторов. Источник тока Iion служит для имитации
импульса тока в момент попадания частицы. Источник
тока gIc имитирует механизм обратной связи.
Здесь подложка полевого транзистора соединена с истоком через резистор Rb и с базой паразитного транзистора.
Ток внутри полевого транзистора может проходить по
двум путям: через канал полевого транзистора и через коллектор BJT.
Рис. 7.4. Упрощенная (а) и более подробная (б) модели полевого транзистора, поясняющие механизм возникновения SEB
[90]: Cbe и Cbc — емкости эмиттерного и коллекторного переходов паразитного биполярного транзистора соответственно.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
242
Глава 7
Вероятность возникновения SEB зависит от напряжения на стоке, температуры, угла и места попадания частицы, ее линейных потерь энергии, режима работы транзистора [89]. В настоящее время выпускаются транзисторы,
стойкие к появлению эффекта SEB. Это достигается путем
модифицирования геометрии транзистора и уровней легирования полупроводника, что приводит к уменьшению вероятности включения BJT.
Эффект пробоя диэлектрика (SEGR). Эффект пробоя
диэлектрика SEGR (Single Event Gate Rupture) возникает в
полевых транзисторах при прохождении ТЗЧ через подзатворный диэлектрик. На рис. 7.5 [89] для пояснения механизма возникновения данного эффекта показана структура полевого транзистора и трек частицы, попадающей в
подзатворный диэлектрик.
Суть явления состоит в том, что подзатворный диэлектрик теряет свои свойства (перестает быть изолятором) при
некоторой напряженности электрического поля. По разным источникам [94], максимальное значение напряженности составляет величину порядка 10 МВ/cм. Так как маломощные транзисторы работают при небольших напряжениях, то для них эта проблема не столь существенна.
Рис. 7.5. Процесс сбора заряда на границе Si/SiO2 в мощном
МОП-транзисторе при попадании в него тяжелой заряженной
частицы [89]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
243
Мощные полевые транзисторы (как n-канальные, так и
p-канальные) способны переключать напряжения до нескольких тысяч вольт, что и является причиной SEGR.
В обычном режиме на затвор транзистора подается напряжение, меньшее пробивного, указанного в паспорте на изделие. При этом напряженность электрического поля в диэлектрике мала, и эффекта SEGR не происходит. Надо заметить, что в данных условиях вероятность SEGR не
зависит от напряжения, приложенного к стоку, а определяется только смещением на затворе.
Попадание тяжелой заряженной частицы в область
подзатворного диэлектрика приводит к двум эффектам
[95, 96]:
1) в результате образования и сбора электронно-дырочных пар на границе раздела диэлектрик—полупроводник увеличивается напряженность электрического
поля в изоляторе;
2) напряжение, приложенное к стоку полевого транзистора, оказывается на несколько пикосекунд приложенным к диэлектрику, что увеличивает напряженность электрического поля в последнем.
Физическая суть вышеперечисленных явлений заключается в следующем. Энергия, потерянная частицей при
попадании в транзистор, идет на образование электроннодырочных пар в диэлектрике и полупроводнике. Если к
стоку полевого транзистора приложено положительное напряжение, то электронно-дырочные пары разделяются.
Дырки начинают двигаться к затвору (если на него подано
отрицательное закрывающее напряжение) и к истоку, а
электроны — к стоку (см. рис. 7.5). Дырки, накопленные в
полупроводнике на границе раздела диэлектрик—полупроводник, и противоположный по знаку заряд в подзатворном диэлектрике способствуют возрастанию напряженности электрического поля в диэлектрике. При этом часть
напряжения сток–исток прикладывается к диэлектрику.
Такая напряженность сохраняется в течение нескольких
пикосекунд, и если величина напряженности превышает
10 МВ/см, то происходит пробой (SEGR). Доказано, что
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
244
Глава 7
вероятность SEGR зависит от энергии частицы, от места и
угла ее попадания, от напряжения на затворе и стоке
[95–98].
Одиночный эффект вторичного пробоя в МОП-транзисторах (SES). Это эффект вторичного пробоя паразитной
биполярной n–p–n-структуры n-канального МОП-транзистора, вызванный воздействием ТЗЧ. Эффект проявляется
как резкое увеличение тока в цепи сток—исток МОП-транзистора, что приводит к резкому увеличению тока потребления в цепи питания ИС (аналогично тиристорному эффекту). Сравнение основных характеристик эффектов SES
и SEL представлено в табл. 7.1.
Одиночный эффект вторичного пробоя в МОП-транзисторах (SES) наблюдали в ИС фирмы Harris различных
функциональных классов, выполненных в рамках радиационно-стойкой КМОП-технологии [99], а также в ИС стаТаблица 7.1
Сравнение характеристик эффектов SES и SEL
Критерий
сравнения
SES
SEL
Локализация
в КМОП ИС
Паразитная биполярная трехслойная
n–p–n-структура
Паразитная биполярная четырехслойная
тиристорная структура
Цепь возникновения
избыточного
тока
От истока к стоку
вдоль канала n -канального МОП транзистора
От истока р-канального к истоку n-канального МОП транзистора
Величина
избыточного
тока
~100 мА
~100 мА
Метод
подавления
эффекта
Отключение напряже- Отключение напряжения питания.
ния питания
Изменение полярности напряжения на затворе
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
245
тического ОЗУ, выполненного по КМОП-КНИ-технологии
с топологическими нормами 0,6–1,2 мкм [100].
Одиночные события, связанные с импульсной переходной ионизационной реакцией (SET). Эти эффекты, как
правило, делят на три группы.
1. Аналоговые одиночные события (ASEE — Analog
Single Event Effects). Эти эффекты проявляются в виде
кратковременных импульсов тока, возникающих в выходных цепях ИС. Это может повлиять на работоспособность
блоков аппаратуры, в состав которых входят данные ИС
[101]. Обычно с этими эффектами успешно борются с помощью специальных схемотехнических решений.
2. Эффекты, наблюдающиеся в микросхемах смешанного типа, таких как АЦП или ЦАП. В случае АЦП при
попадании высокоэнергетической частицы на выходе возможна генерация ложного цифрового кода порядка полной шкалы напряжения. При попадании частицы в чувствительную область ЦАП также возможно появление на
выходе мешающих сигналов порядка полной шкалы напряжения. Данные проблемы также могут быть устранены
выбором должного схемотехнического решения.
3. Эффекты, наблюдаемые в оптоэлектронных приборах. Причем если данные приборы используются как дискретные «аналоговые» приборы, то в этом случае наблюдаемые эффекты можно отнести к ASEE. Другая ситуация,
если данные приборы применяются в системах передачи и
обработки информации (оптопары, оптоволоконные системы передачи информации). В этом случае появление на выходе фотоприемников сигналов, вызванных попаданием
высокоэнергетических частиц, сравнимых по своим амплитудно-временным характеристикам с полезными (передаваемыми) сигналами, может привести к искажению передаваемой информации. По своему внешнему проявлению
такой эффект будет аналогичен «цифровым» одиночным
событиям.
Следует отметить, что разделение одиночных событий
на «аналоговые» и «цифровые» достаточно условно — по
внешнему проявлению в работе конкретных ИС. С физи-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
246
Глава 7
ческой точки зрения, причиной возникновения как тех,
так и других эффектов являются одни и те же процессы
[102]:
1) высокоэнергетическая частица выделяет в чувствительном объеме прибора энергию;
2) сгенерированный в объеме заряд собирается некоторой областью;
3) собранный заряд вызывает отклик прибора.
Первые два процесса по своей природе являются аналоговыми, и только в зависимости от проявления третьего
процесса эффекты подразделяются на аналоговые и цифровые.
7.1.2. Основные параметры чувствительности
полупроводниковых приборов и микросхем
к одиночным событиям
Каждый из перечисленных выше видов ОС характеризуется следующими параметрами [4, 5, 12, 82, 88, 103–105]:
l
сечение эффекта s, см2, — отношение общего количества проявлений эффекта N в ИС к флюенсу частиц Ф:
s=
l
l
l
l
l
N
;
F
(7.1)
пороговая энергия Е0, МэВ, — минимальная энергия
частиц, при которой наблюдаются ОС;
пороговый заряд Q0, пКл — минимальная величина заряда, генерированного частицей в чувствительном объеме ИС, необходимая для возникновения ОС;
пороговые линейные потери энергии (ЛПЭ) иона в веществе (L0), МэВ·см2/мг, — минимальные ЛПЭ иона,
при которых наблюдается ОС;
вероятность возникновения ОС Р — вероятность возникновения хотя бы одного события при заданном
флюенсе ОЗЧ;
частота возникновения ОС n, с–1, — число ОС в единицу
времени.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
247
Для описания одиночных событий принципиальной
является статистическая природа взаимодействия излучения с веществом в микрообъемах элементов. Поэтому одиночные события относятся к микродозиметрическим эффектам и для их анализа применяется теория микродозиметрии.
Для оценки вероятности возникновения ОС обычно находят величину сечения s. Она определяется как количество событий N, отнесенное к интегральному потоку быстрых частиц Ф (см. формулу (7.1)). Для ИС с регулярной
логикой, например ИС памяти, часто используется сечение ОС sбит, приходящееся на один бит:
s бит =
N
,
FN бит
где Nбит — информационная емкость ИС памяти (общее
количество запоминающих ячеек).
При воздействии на ИС излучения космического пространства ОС, главным образом, возникают в результате
взаимодействия ИС с высокоэнергетическими протонами
и тяжелыми заряженными частицами (ТЗЧ). Для авиации
также важным фактором, определяющим частоту возникновения ОС, является воздействие высокоэнергетических
нейтронов [4, 5, 82, 88]. Для оценки частоты возникновения ОС при воздействии ОЗЧ КП с заданными энергетическими спектрами необходимо знать зависимость сечения
ОС от ЛПЭ ТЗЧ или от энергии протонов. Для ТЗЧ зависимость сечения сбоев от ЛПЭ s(L) (рис. 7.6) в области значений ЛПЭ, превышающих пороговые ЛПЭ L0, как правило,
аппроксимируется функцией Вейбулла [4, 5, 82, 88, 103–105]
ì é
æ L - L ö S öù
0
ïs 0 ê1 - expç -æç
÷ ÷ú при L ³ L0 ;
s (L) = í ê
ç è W ø ÷ú
øû
è
ï ë
î0 при L < L0 ,
(7.2)
где s0, L0, W, S — параметры аппроксимации; L — ЛПЭ
частиц.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
248
Глава 7
Рис. 7.6. Характерный вид зависимости сечения ОС от линейных потерь энергии тяжелых заряженных частиц
Параметр L0 зависимости (7.2) представляет собой пороговые ЛПЭ частиц, приводящих к возникновению ОС.
Параметр s0 является значением сечения ОС, к которому
стремится зависимость s(L) при L ® ¥, и носит название
«сечения насыщения». Параметры L0 и s0 являются основными параметрами чувствительности ЭРИ к ОС. Обычно
определение их значений является непосредственной задачей экспериментов, проводимых при испытаниях ЭРИ на
стойкость к эффектам ОС при воздействии ТЗЧ.
Параметры W и S определяют форму кривой s(L) —
насколько резко данная кривая выходит на насыщение.
Для многих БИС запоминающих устройств хорошее согласие между экспериментальными данными и результатами аппроксимации зависимости s(L) формулой (7.2)
достигается при
S » 1,5;
W » 9,135789 + 1,400938L0 – 0,0116448L20 .
(7.3)
(7.4)
Данные приближения для величин S и W рекомендованы руководящим документом [103], выпущенным Министерством обороны. В этом же руководящем документе указывается, что приближением для параметра W, подходящим для более широкого круга БИС (не только БИС
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
249
запоминающих устройств), является аппроксимационная
формула
W » 15L00,5 (10/s0)0,22.
Следует отметить, что обычно формула (7.4) дает меньшие значения W, чем последняя аппроксимация. В результате зависимость s(L) получается более резкой (выходит на
насыщение при меньших значениях L), и оценка частоты
возникновения ОС при заданных характеристиках внешних воздействующих факторов получается более консервативной, т. е. несколько занижается стойкость БИС к эффектам ОС при воздействии ТЗЧ.
Зависимость сечения сбоев от энергии протонов s(Ер)
(рис. 7.7) в области энергий Ер, превышающих пороговую
энергию Ер0, обычно аппроксимируется формулой Бендела [4, 5, 82, 88, 103–105]:
ì
é
æ
ïïs ê1 - expç - 018
,
0
p
s (E p ) = í
ç
êë
è
ï
ïî0 при Ep < Ep0 ,
4
öù
18
(Ep - Ep0 ) ÷ú при Ep ³ Ep0 ;
÷ú
Ep0
øû
(7.5)
где sр0, Ep0 — параметры аппроксимации, представляющие собой сечение насыщения и пороговую энергию протонов соответственно; Ер — энергия протонов.
Следует отметить, что зависимость s(Ер) обычно имеет
более резкий вид по сравнению с зависимостью s(L), т. е.
вид кривой в большей степени приближен к ступенчатому — начальный участок более резкий и насыщение зависимости проявляется более ярко.
При воздействии ТЗЧ частота ОС рассчитывается по
формуле
(7.6)
nion = ò dW ò jion (L, W) s (L, W)dL,
W
L
где jion(L, W) — распределение плотности потока ТЗЧ КП
по линейным потерям энергии L и телесному углу падения ТЗЧ W, усредненное за время наблюдения ОС,
см–2с–1ср–1(МэВ·см2/мг)–1.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
250
Глава 7
Рис. 7.7. Характерный вид зависимости сечения одиночных событий от энергии протонов
По известным зависимостям s(L) и s(Ер) можно рассчитать частоту возникновения ОС в БИС в реальных условиях КП при воздействии ТЗЧ с заданным дифференциальным спектром ЛПЭ и протонов с заданным дифференциальным энергетическим спектром [82, 88]. В случае
воздействия изотропного потока ТЗЧ частота ОС рассчитывается по формуле
nion =
1
dW jion (L) s (L, W) dL,
4p 4òp Lò
(7.6а)
где jion(L) — распределение плотности изотропного потока
ТЗЧ КП по линейным потерям энергии (дифференциальный спектр ТЗЧ по линейным потерям энергии), усредненное за время наблюдения ОС, см–2с–1(МэВ·см2/мг)–1.
При воздействии протонов частота ОС рассчитывается
по формуле
n p = ò dW ò j p (E, W) s (E)dE,
W
(7.7)
E
где jp(E, W) — распределение плотности потока протонов
КП по энергии и телесному углу, усредненное за время
наблюдения ОС, см–2с–1ср–1МэВ–1.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
251
В случае воздействия изотропного потока протонов
частота ОС рассчитывается по формуле
n p = ò j p (E) s (E)dE,
(7.7а)
E
где jp(E) — распределение плотности изотропного потока
протонов КП по энергии (дифференциальный спектр протонов по энергии), усредненное за время наблюдения ОС,
см–2с–1МэВ–1.
При дефиците экспериментальной информации часто
проводится консервативная оценка частоты возникновения ОС при воздействии ТЗЧ и протонов [36] (в этом случае
частота возникновения ОС завышается). Для этого зависимости s(L) и s(Ер) представляются как функции ступенчатого вида:
(7.8)
s (L) = ìís 0 при L ³ L0 ;
î0 при L < L0 ;
при Ep ³ Ep0 ;
ìs
s (E p ) = í 0
0
при
Ep < Ep0 .
î
(7.9)
В этом случае выражения (7.6), (7.7) принимают следующий вид:
Lmax
nion конс = s 0
ò jion (L) dL = s 0 y ion (L0 );
(7.10)
L0
Ep max
n p конс = s p0
ò jp (Ep ) dEp = s 0 y p (Ep0 ),
(7.11)
Ep 0
где yion(L0) — плотность потока ТЗЧ (см–2с–1) с величиной
ЛПЭ L ³ L0; yр(Ер) — плотность потока протонов с энергией Ер ³ Ер0.
Зависимость yion(L), которая определяется выражением
Lmax
y ion (L) =
ò jion (l) dl,
L
(7.12)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
252
Глава 7
представляет собой интегральный ЛПЭ-спектр ТЗЧ. Единица измерения величины yion(L) — 1 см–2с–1.
Зависимость yр(Ер), которая определяется выражением
Ep max
y p (E p ) =
ò jp (E) dE,
(7.13)
Ep
представляет собой интегральный энергетический спектр
протонов. Единица измерения величины yр(Ер) —
1 см–2с–1.
Поскольку в реальных условиях эксплуатации космических аппаратов микросхемы, входящие в состав бортовой аппаратуры, подвергаются одновременному воздействию ТЗЧ и протонов, полная частота возникновения ОС
будет определяться суммой частот возникновения ОС при
воздействии ТЗЧ и протонов [4, 25]:
n = nion + np.
(7.14)
Вероятность Р возникновения ОС за период времени t
рассчитывается по формуле
P(t) = 1 - e - nt .
(7.15)
Из выражения (7.15) видно, что с увеличением времени облучения вероятность возникновения ОС экспоненциально возрастает и стремится к значению Р = 1.
7.2. Физические процессы, приводящие
к возникновению одиночных событий
7.2.1. Общее описание процессов
возникновения одиночных событий
При воздействии на ИС излучения космического пространства одиночные события, главным образом, возникают
вследствие взаимодействия кристалла ИС с высокоэнергетическими протонами и ТЗЧ. Для авиации также важным
фактором, определяющим частоту возникновения ОС, является воздействие высокоэнергетических нейтронов.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
253
Ниже приведены основные источники высокоэнергетических частиц, вызывающих возникновение ОС в БИС [5].
l Галактические и солнечные космические лучи (ГКЛ и
СКЛ), представляющие собой потоки протонов и ТЗЧ.
ГКЛ, помимо протонов и альфа-частиц, включают различные химические элементы (вплоть до атомов урана) с энергией в диапазоне 1–10 000 МэВ и плотностью
потока 0,1–100 см–2ч–1. СКЛ, помимо протонов и альфачастиц, состоят из ядер от углерода до никеля (с преобладанием кислорода) с энергией 1–100 МэВ/нуклон.
l Высокоэнергетические протоны радиационных поясов
Земли.
l Естественный радиационный фон, который, помимо
альфа-, бета- и гамма-излучения, содержит тяжелые
ядра с энергией более 1 ГэВ и атомным номером более
20 (жесткое галактическое излучение).
l Высокоэнергетические продукты распада радиоактивных элементов в керамических деталях корпусов,
пластмассе, стекле, золоте. Такими элементами могут
являться 235U, 238U, 232Th, 91Zr, которые в результате
распада эмитируют альфа-частицы с энергией до
10 МэВ и интенсивностью 4 · 10–3–1 · 102 част.·см–2×ч–1.
В настоящее время определены две основные группы
частиц, вызывающих ОС [4, 5, 12, 82, 88]. К первой группе
относят частицы, способные вызвать ОС за счет первичных
ионизационных потерь. Это все ионы за исключением водорода, хотя в некоторых последних публикациях приводятся данные по регистрации сбоев от первичных ионизационных потерь при облучении протонами в некоторых БИС памяти с субмикронной топологической нормой. Ко второй
группе принадлежат частицы, вызывающие одиночные события за счет ионизации вторичными частицами. Это высокоэнергетические протоны, электроны, гамма-кванты и нейтроны. Основной вклад здесь дают эффекты, вызванные высокоэнергетическими протонами, для авиации также
существенен фактор высокоэнергетических нейтронов;
вклад электронов и гамма-квантов в общую частоту событий пренебрежимо мал. В целом возможны три механизма
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
254
Глава 7
генерации неравновесных электронно-дырочных пар в материале при воздействии высокоэнергетических частиц КП
за счет ионизационных потерь:
1) первичных заряженных частиц;
2) первично выбитых атомов из узлов кристаллической
структуры при упругом рассеивании;
3) вторичных частиц, образующихся в процессе ядерных реакций.
Общим подходом к описанию физических процессов,
приводящих к возникновению как обратимых, так и необратимых событий, является концепция критического заряда и чувствительного объема. Согласно этой концепции, событие происходит, если в чувствительном объеме
микросхемы собирается генерируемый излучением заряд
некоторой критической величины [4, 5, 12, 82, 88]. В свою
очередь, для этого необходимо, чтобы в чувствительном объеме в результате воздействия излучения выделилась энергия, превосходящая некоторую пороговую величину, определяемую конструктивно-технологическими параметрами
облучаемого прибора. С этой точки зрения, одиночные события можно рассматривать как пороговые эффекты.
При использовании концепции критического заряда и
чувствительного объема, казалось бы, следует ожидать
ступенчатый вид зависимости s(L) или s(Ер). Однако данные зависимости имеют вид плавно нарастающих кривых
(см. рис. 7.6, 7.7), аппроксимирующихся формулами (7.2)
или (7.5). В литературе имеются два подхода к объяснению
зависимостей данного вида.
Первый из них исходит из того, что отдельные элементарные ячейки БИС имеют индивидуальные особенности,
обусловленные разбросом технологических параметров.
Поэтому величина порогового критического заряда не является постоянной и изменяется от некоторого минимума
до максимума, соответствующего выходу зависимостей
s(Ер), s(L) на насыщение. Этот случай соответствует ситуации, когда ТЗЧ либо ядро отдачи кремния, возникающее в
чувствительном объеме при воздействии протонов, проходит непосредственно через область сбора заряда чувстви-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
255
тельного объема, например обедненную область p–n-перехода в элементарной ячейке ИС. При этом выделившийся
заряд неравновесных носителей практически полностью
собирается областью сбора в чувствительном объеме.
Второй подход, который широко обсуждается во многих работах последних лет, основан на предположении,
что для всех элементарных ячеек в данной БИС величина
порогового заряда Q0 является постоянной. Однако величина энергии, которая должна выделяться в чувствительном объеме, чтобы был собран заряд не менее Q0, может изменяться в достаточно широком интервале. Поэтому ТЗЧ
могут пересекать чувствительный объем на достаточном
удалении от области сбора заряда и при этом обеспечивать
величину собранного заряда неравновесных носителей в
ней не менее Q0 при достаточной величине энерговыделения в отрезке трека частицы в пределах чувствительного
объема. Таким образом, согласному данному подходу, не
существует строго определенной величины энерговыделения в чувствительном объеме при прохождении ТЗЧ, приводящей к ОС, а существует только постоянная для всех
ячеек БИС величина собранного заряда Q0, при достижении которой наблюдается ОС.
Процесс возникновения ОС в БИС вследствие попадания высокоэнергетической частицы проиллюстрирован на
рис. 7.8 [12]. Высокоэнергетическая частица проходит через защиту космического аппарата (КА), корпус и кристалл ИС. При попадании ТЗЧ в кристалл ИС энергия первичного иона в полупроводнике передается атомам решетки и электронам. Эта энергия расходуется на образование
высокоэнергетических электронов, фотонов и фононов и,
в конечном счете, на образование электронно-дырочных
пар. Данные электроны зоны проводимости и дырки валентной зоны перемещаются по полупроводнику в соответствии с законами физики твердого тела. На контактах
микросхемы происходит сбор заряда, и эти носители заряда в соединительных линиях прибора образуют токи проводимости и/или токи смещения. Данные токи приводят к
изменению потенциалов различных узлов в схеме. Таким
образом, процесс, вызванный тяжелым ионом, приводит к
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
256
Глава 7
Рис. 7.8. Иллюстрация процесса возникновения сбоя в ячейке
памяти [12]
непредвиденным изменениям потенциалов в микросхеме.
Такие нежелательные изменения потенциала могут привести к изменению логического состояния (SEU), возникновению нежелательных импульсов (SET), появлению деструктивных токов или напряжений (SEB, SEGR, SES).
Более подробно процесс возникновения ОС при воздействии высокоэнергетических частиц КП проиллюстрирован на рис. 7.9 [12].
Взаимодействие первичного высокоэнергетического
иона с кристаллом облучаемой БИС, как правило, происходит в течение 10–13–10–11 с, при этом диаметр трека может составлять 10–100 нм [1]. Образование вторичных высокоэнергетических частиц (каскада фотонов, фононов и
горячих электронов) длится порядка 10–13–10–10 с и происходит в пределах 10–1000 нм от оси трека первичного
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
257
Рис. 7.9. Последовательность физических процессов при попадании высокоэнергетических ТЗЧ в кристалл БИС, приводящих
к возникновению ОС [12]
иона. Термолизация «горячих» носителей и образование
электронно-дырочных пар с равновесными значениями
энергии, определяющимися уровнями Ec и Ev, происходят
в течение 10–12–10–6 с. Размеры области, в которой сосредоточены данные неравновесные носители заряда, могут
составлять 0,1–10 мкм от оси трека первичной частицы.
Процессы образования токов неравновесных электронов,
изменения потенциалов узлов и зарядки/разрядки емкостей могут протекать от нескольких пикосекунд до миллисекунд в зависимости от схемотехники облучаемой БИС, ее
конструктивно-технологического исполнения и места попадания первичной частицы.
7.2.2. Образование носителей заряда (ионизация)
Как уже отмечалось ранее (см. п. 1.3.3), облучение высокоэнергетическими заряженными частицами всегда приводит к первичной ионизации [2, 3, 10, 12]. Считается,
что направление движения заряженной частицы сохраняется практически неизменным до тех пор, пока преобладают ионизационные потери энергии. В целом высокоэнергетические заряженные частицы при прохождении через полупроводниковый материал теряют свою энергию за счет
процессов электронного и ядерного торможения [12].
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
258
Глава 7
Для образования двух подвижных носителей заряда
(электрона и дырки) в полупроводнике электрону достаточно перейти из валентной зоны в зону проводимости,
т. е. преодолеть ширину запрещенной зоны полупроводника. Обычно для объяснения перехода электрона из валентной зоны в зону проводимости рассматривается передача
энергии электрическим полем (ударная ионизация) или
воздействие света на полупроводник (фотогенерация).
В этих процессах производятся носители, кинетическая
энергия которых может варьироваться от нуля до порядка
нескольких электронвольт. При воздействии радиации
высокоэнергетические частицы, энергия которых много
больше электронвольта, тратят свою энергию на создание
большого количества носителей заряда с энергией порядка
электронвольта. При этом взаимодействие может осуществляться со всеми атомарными электронами, а не только с
валентными, и выше зоны проводимости имеется много
свободных состояний. При взаимодействии с высокоэнергетическими фотонами или при электрон-электронном
взаимодействии электроны, находящиеся на несколько
электронвольт ниже потолка валентной зоны, могут оказаться на несколько электронвольт выше дна зоны проводимости. В этом случае образуется очень высокоэнергетическая электронно-дырочная пара. Однако спустя ~2 пс
глубокие дырки переходят к потолку валентной зоны, а
электроны, находящиеся выше дна зоны проводимости,
термолизуются и спускаются на дно зоны проводимости
[12]. На рис. 7.10 представлена блок-схема процесса образования электронно-дырочных пар, предложенная Клейном [37]. Кинетическая энергия попадающих частиц передается решетке и заставляет электроны переходить в зону
проводимости. Для сохранения энергии и импульса требуется, чтобы «горячие» носители передали решетке дополнительную энергию (потери энергии на ширину запрещенной зоны).
Проникающий фотон имеет очень малый импульс, следовательно, переходы валентных электронов будут всегда
вертикальными. Акустические и оптические фононы взаимодействуют с горячими электронами и забирают у них
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
259
Рис. 7.10. Блок-схема процесса образования электронно-дырочных пар
кинетическую энергию. Когда электроны оказываются на
дне зоны проводимости, а дырки на потолке валентной
зоны, у них отсутствует кинетическая энергия, т. е. они
становятся «холодными» носителями.
Электроны и дырки всегда образуются парами: когда
электрон оказывается в зоне проводимости, в валентной
зоне остается свободное электронное состояние, т. е. дырка. Так как эти носители имеют противоположные заряды,
кристалл остается электрически нейтральным. Далее эти
носители участвуют в переносе заряда в полупроводниковом кристалле. Обычно при моделировании процессов переноса и сбора заряда в качестве начального выбирается состояние с равными концентрациями электронов и дырок,
локализованных в каких-то областях, и исследуется их
движение посредством различных механизмов переноса в
соответствии с законами физики твердого тела.
Экспериментально определенное значение энергии ионизации, необходимой для образования электронно-дырочных пар, в Si составляет 3,6 эВ, в GaAs — 4,8 эВ, в
SiO2 — 17 эВ [12]. Как уже отмечалось (см. п. 1.3.3), многие расчетно-экспериментальные результаты говорят о
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
260
Глава 7
том, что имеет место корреляция значений энергии ионизации с шириной запрещенной зоны полупроводника (см.
формулы (1.21), (1.22) в п. 1.3.3).
Выражение (1.21) описывает корреляцию между энергией ионизации и шириной запрещенной зоны для широкозонных полупроводников (данное выражение получено
Клейном), а (1.22) — для узкозонных (данное выражение
получено Дианели). Клейн полагал, что в Si ионизации
предшествуют приблизительно восемь взаимодействий с
оптическими фононами с энергией 0,063 мэВ, и длина свободного пробега для образования электронно-дырочной
пары составляет 40 нм [12]. Следует отметить, что это средние значения. В таблице Бертолини приведено свыше 25
экспериментальных значений, измеренных для Si и лежащих в диапазоне от 3,16 до 4,7 эВ в зависимости от температуры и вида проникающей радиации. В экспериментах с
тяжелыми ионами, такими как альфа-частицы с энергией
40 МэВ и ионы азота с энергией 23 МэВ, было определено
значение энергии образования электронно-дырочных пар в
Si, равное 3,5 эВ [12]. Среднее значение энергии ионизации
зависит от температуры, типа радиации, и эти значения
могут существенно варьироваться.
В табл. 7.2 [12] представлены значения энергии ионизации для ряда полупроводников, полученные с помощью
выражений (1.21), (1.22). При использовании выражения
Клейна (1.21) потери энергии на оптические фононы полагались равными 0,75 эВ, за исключением Si, для которого
эти потери брались равными 0,5 эВ.
Для каждого иона, проходящего через полупроводник,
количество переданной кристаллу энергии на единицу
длины, отнесенное к плотности материала, определяется
как линейные потери энергии (ЛПЭ):
L=
1 dE
,
r dx
(7.16)
где L — ЛПЭ частиц, МэВ×см2/мг; dE/dx — ионизационные потери энергии на единице длины пробега частицы,
МэВ/см; r — плотность материала, мг/см3.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
261
Таблица 7.2
Энергия ионизации для различных полупроводников
Энергия ионизации ei, эВ
Полупроводник
Ширина
запрещенной зоны
Eg, эВ
Расчет по
формуле (1.21)
Расчет по
формуле (1.22)
Ge
0,66
2,60
2,63
In0,47Ga0,53As
0,75
2,85
2,87
Si0,9Ge0,1
1,03
3,63
3,62
Si
1,12
3,64
3,86
InP
1,35
4,53
4,47
GaAs
1,43
4,75
4,68
Al0,7Ga0,3As
2,06
6,52
6,37
AlAs
2,17
6,83
6,66
SiC
2,86
8,76
8,51
GaN
3,4
10,3
9,95
AlN
6,1
17,8
17,2
Когда частица проходит слой облучаемого материала
толщиной h, энергия Епогл, поглощенная данным слоем и
обусловленная ионизацией, может быть рассчитана по
формуле
h
Епогл = rò L(x)dx.
(7.17)
0
Если пробег высокоэнергетической частицы намного
превосходит толщину слоя h, то можно пренебречь изменением ЛПЭ частицы по мере прохождения данного слоя.
Тогда выражение (7.17) упрощается и может быть записано в виде
(7.18)
Eпогл = rLh.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
262
Глава 7
Для одного и того же иона с одной и той же энергией
значение ЛПЭ варьируется в зависимости от облучаемого
материала. Плотность кристаллической структуры и размер атомов непосредственно влияют на плотность полупроводника, а следовательно, на эффективность процесса передачи энергии, т. е. на величину ЛПЭ. Как правило, ион
имеет меньшее значение ЛПЭ в материале с меньшей плотностью.
Кроме того, как уже отмечалось в п. 1.3.3, значение
ЛПЭ зависит от энергии (скорости) падающего иона. Высокоэнергетические ионы, попадая в твердое тело, взаимодействуют с его атомами посредством кулоновских сил, причем величина передаваемой атомам мишени энергии определяется произведением кулоновской силы и времени
взаимодействия двух частиц. При увеличении скорости
падающих частиц время их взаимодействия с атомами мишени уменьшается, что приводит к снижению передаваемой атомам энергии. Таким образом, типичная энергетическая зависимость ЛПЭ тяжелых ионов в облучаемых материалах будет иметь немонотонный характер. Вначале
наблюдается рост ЛПЭ, обусловленный увеличением максимальной силы взаимодействия с ростом энергии падающих частиц, затем наблюдается спад ЛПЭ вследствие влияния снижения времени взаимодействия при увеличении
скорости частиц. Максимальное значение ЛПЭ достигается в пике Брэгга. При значениях, близких к положению
пика Брэгга, частицы наиболее эффективно передают свою
энергию облучаемому кристаллу, в результате чего при таких энергиях частицы обладают крайне малыми пробегами в облучаемом материале. Как правило, данная область
эффективной передачи энергии лежит в конце пробега
иона в кристалле. Поперечное сечение кулоновских взаимодействий, как отмечалось в п. 1.3.3, определяется резерфордовским радиусом рассеяния rd.
Аналитический расчет ионизационных потерь энергии, как правило, проводится с использованием ряда допущений, упрощающих решение поставленной задачи.
В частности, можно использовать формулу Бете—Блоха.
Расчет ЛПЭ для различных ионов в различных мишенях
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
263
можно также провести в программе SRIM (http://www.
srim.org/). Результаты таких расчетов для некоторых ионов в кремнии приведены на рис. 1.9 (см. п. 1.3.3).
Таким образом, для вычисления количества электронно-дырочных пар, возникающих в полупроводнике при попадании в него отдельного высокоэнергетического иона,
необходимо знать три величины:
1) ЛПЭ в единицах МэВ·см2/мг;
2) среднюю энергию образования e–h-пар (энергию ионизации) в электронвольтах (эВ);
3) плотность полупроводниковой мишени.
В качестве примера ниже приведена оценка количества электронно-дырочных пар Neh, образующихся в Si на
1 мкм пробега частицы при L = 1 МэВ·см2/мг:
2
æ eh-пар ö é æç МэВ × см
N eh ç
÷ = êLç
мг
è мкм ø êë è
ù
ö
÷ e i æç эВ ö÷ú × ræç г ö÷ =
ç eh-пар ÷
÷
øûú è см 3 ø
è
ø
é æ МэВ×см 2
= ê1ç
ç
мг
êë è
ù
ö
÷ 3,6æç эВ ö÷ú × 2,32æç г ö÷×106 æç эВ ö÷×103 æç мг ö÷ =
ç eh-пар ÷
÷
è МэВ ø
è г ø
è см 3 ø
è
øûú
ø
æ eh-пар ö
4 æ eh-пар ö
= 6,4 × 108 ç
÷ = 6,4 × 10 ç
÷.
è см ø
è мкм ø
Заряд, который при этом образуется на 1 мкм пробега
частицы, составляет
æ eh-пар ö
-19
Q = 6,4 × 104 ç
÷ × 1,602 × 10 (Кл) =
è мкм ø
æ фКл ö
æ Кл ö
= 10,4 × 10 -15 ç
÷.
÷ = 10,4ç
è мкм ø
è мкм ø
Коэффициент 2, связанный с образованием в одном
акте ионизации двух носителей разного типа (электрон и
дырка), здесь не потерян (объяснение будет дано в п. 7.2.5
при рассмотрении процессов сбора заряда).
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
264
Глава 7
7.2.3. Рекомбинация неравновесных носителей заряда
Существуют различные виды рекомбинации [12]: «родственная» (английский термин «geminate recombination»),
колонная, Оже-рекомбинация, межзонная (излучательная
и безызлучательная), рекомбинация Шокли—Рида—Холла.
«Родственная» рекомбинация относится к рекомбинации вновь созданных электронов и дырок и широко используется при описании рекомбинации в диэлектриках
(т. е. SiO2). В тех областях, где создаются низкие концентрации электронно-дырочных пар, носители, образовавшиеся в одной паре, или будут рекомбинировать друг с
другом, или не будут рекомбинировать вообще вследствие
разделения сгенерированных радиацией электронов и дырок внешним полем. Из-за низкой концентрации электронно-дырочных пар здесь нет взаимодействий с какими-либо
другими носителями. Впервые теория родственной рекомбинации была разработана в 1915 г. для описания свойств
рекомбинации в газах. Данная модель была успешно адаптирована применительно к оксидам. В полупроводниках
при создании низких концентраций электронно-дырочных пар доминирует другой процесс рекомбинации, поэтому данный механизм применительно к полупроводникам
обычно не обсуждается.
Колонная рекомбинация имеет место при очень высоких концентрациях электронов и дырок, но при локальной
ионизации какого-то объема [12]. В основном она относится
к оксидам, однако была исследована и в полупроводниках.
Интенсивность рекомбинации зависит от концентрации
электронно-дырочных пар. В приведенном ниже уравнении непрерывности, описывающем скорость роста концентрации электронов (или дырок), последнее слагаемое учитывает колонную рекомбинацию:
dnn,p
dt
= D p,n Ñ 2 np,n m m p,n Ex
¶np,n
¶x
- a R nn np ,
где a R = q(m p + m n ) ee 0 .
Как и в обычных уравнениях переноса для полупроводника, здесь D и m — коэффициент диффузии и подвиж-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
265
ность как электронов (n), так и дырок (р). Коэффициент рекомбинации зависит от подвижностей носителей, а также
от диэлектрических свойств материала. Наибольшие значения коэффициента колонной рекомбинации aR получаются в материалах с высокой подвижностью носителей и
низкой относительной диэлектрической проницаемостью.
Следует отметить, что изначально данное выражение было
выведено для газов [12].
Оже-рекомбинация формально схожа с колонной, но
происходит за счет электрон-электронного взаимодействия
в зоне проводимости. Один из
электронов принимает энергию от
второго и становится «горячим»,
обладающим кинетической энергией, в то время как второй электрон рекомбинирует с дыркой
(рис. 7.11) [12]. Это прямая противоположность событию ударной
ионизации. Аналогично колонной
рекомбинации, данный процесс Рис. 7.11. Иллюстрация
акта Оже-рекомбинации
доминирует при очень высоких [12]
концентрациях носителей заряда.
Ниже приведено выражение для скорости Оже-рекомбинации [12], в котором n и р — полные концентрации носителей, а n0 и р0 — начальные равновесные концентрации
носителей:
R auger =
¶n ¶p
=
= Ce (n2 p - n02 p0 ) + Ch ( p2 n - p02 n0 ).
¶t ¶t
Значения Оже-коэффициентов Се и Сh в Si обычно составляют порядка 2 · 10–31 см6/с.
В сильно легированных полупроводниках время жизни может определяться Оже-рекомбинацией [12]:
t nl =
1
2
Gp N A
для р-типа;
t pl =
1
2
Gn ND
для n-типа,
где Gp = 9,9 · 10–32 см6/с; Gn = 2,28 · 10–31 см6/с.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
266
Глава 7
Основное различие между Оже- и колонной рекомбинацией состоит в том, что для акта Оже-рекомбинации необходимо три носителя заряда, а для колонной рекомбинации третий носитель не требуется. Кроме того, для колонной рекомбинации не требуются горячие носители, а
только высокая концентрация носителей заряда.
Обычно при моделировании физических процессов в
полупроводниках в условиях высокого уровня инжекции
учитывается Оже-рекомбинация, а колонная рекомбинация не рассматривается. Однако данный вопрос до сих пор
требует подробных исследований [12].
Межзонная рекомбинация представляет собой переход электрона из зоны проводимости на состояние в валентной зоне. Отдавая свою энергию, электрон может высвободить фотон, если электрон не меняет импульса, или высвободить фонон, если электрон меняет импульс при
заполнении состояния в валентной зоне. В первом случае
рекомбинация называется излучательной, а во втором —
безызлучательной. В прямозонных полупроводниках фотон может быть снова поглощен в кристалле. Излучательная рекомбинация помогает рассеивать энергию от области
локальной ионизации. При безызлучательной рекомбинации локальные фононы поглощают энергию, обусловливая
таким образом локальный нагрев.
В непрямозонных полупроводниках (таких как Si и Ge)
требуется изменение импульса возбужденного электрона.
В прямозонных полупроводниках (таких как GaAs, InР)
для изменения импульса не требуется участия фононов.
Таким образом, беспримесные прямозонные полупроводники имеют меньшие значения времени жизни носителей,
чем беспримесные непрямозонные.
В полупроводнике р-типа при низком уровне инжекции скорость межзонной рекомбинации R band -to - band и время жизни t n аппроксимируются выражениями [12]
R band -to - band = -a r p0 dn;
tn =
1
a r (n0 + p0 )
,
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
267
где p = p0 + dp; n = n0 + dn; dn = dp; ni2 = n0 p; dn = dn0 e -t t n ; p0
и n0 — равновесные концентрации носителей; ar — постоянный коэффициент рекомбинации.
При воздействии света или радиации количество создаваемых избыточных дырок dр или электронов dn равно
количеству электронно-дырочных пар, создаваемых при
воздействии радиационного источника. При низком уровне инжекции (dn = p0), когда концентрации инжектируемых неосновных носителей (электронов в материалах
р-типа) не доходят до уровня равновесной концентрации
основных носителей (дырок в материалах р-типа), скорость рекомбинации определяется неосновными носителями. В результате значительного увеличения количества
неосновных носителей (электронов в материалах р-типа)
для основных носителей повышается возможность «найти» неосновные носители и прорекомбинировать с ними.
Однако для неосновных носителей возможность прорекомбинировать увеличивается слабо, поскольку количество
основных носителей не меняется пропорционально по отношению к неосновным носителям.
Рекомбинация Шокли—Рида—Холла осуществляется
путем перехода электронов и/или дырок на промежуточные состояния в запрещенной зоне. Эти состояния в запрещенной зоне обусловлены дефектами в кристалле. Дефекты могут возникать из различных источников:
l загрязнения при росте кристалла;
l миграция ионов;
l намеренные структурные повреждения (изоляционные примеси);
l ненамеренные структурные повреждения (радиационные эффекты, технологические примеси);
l намеренное введение примесей для управления временем жизни.
Дефект характеризуется концентрацией, сечением захвата и эмиссии, энергетическим уровнем. В качестве дефектов могут выступать отдельные точечные дефекты, такие как междоузельные атомы, вакансии или комплексы
дефектов.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
268
Глава 7
Когда дефект нарушает периодичность кристалла,
энергетическое состояние, локализованное у дефекта, доступно для носителей. Если дефект заряжен, он может притягивать (т. е. захватывать) электрон или дырку. Если
один носитель захватывается на уровень дефекта, противоположный носитель может быть термически возбужден и
также достичь этого уровня, в результате чего два носителя рекомбинируют. В некоторых
случаях дефекты являются центрами рекомбинации, в других
они выступают в роли ловушек,
отнимающих носители как из
зоны проводимости, так и из ваРис. 7.12. Иллюстрация лентной зоны. Процесс рекомбирекомбинации
Шок- нации Шокли—Рида—Холла проли— Рида—Холла [12]
иллюстрирован на рис. 7.12.
Скорость рекомбинации Шокли—Рида—Холла Rsrh задается выражением [14]
R srh =
где t nl =
pn - ni2
,
t pl (n + nt ) + t nl ( p + pt )
1
1
; t pl =
.
nth n s n Nt
nth p s p Nt
Высокие концентрации носителей (n, p), малое время
жизни, высокие концентрации дефектов, большие сечения
захвата, большие тепловые скорости способствуют повышению интенсивности рекомбинации. Для низких уровней инжекции в материалах n-типа при n ? p Rsrh = p/t;
для высоких уровней инжекции Rsrh = p/2t, где tpl = tnl [1].
Таким образом, при высоком уровне инжекции интенсивность рекомбинации Шокли—Рида—Холла снижается по
сравнению со случаем низкого уровня инжекции [12].
При типичных значениях ЛПЭ ТЗЧ космического пространства или моделирующих установок, с которыми, как
правило, приходится иметь дело на практике, начальные
концентрации генерированных электронно-дырочных пар
соответствуют высокому уровню инжекции [12]. Это можно проиллюстрировать на следующем примере.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
269
П р и м е р . Требуется оценить концентрацию неравновесных
носителей, образующихся при воздействии ТЗЧ с ЛПЭ, равными
L = 1 МэВ·см2/мг, в предположении, что радиус трека составляет
0,1 мкм.
Вначале можно оценить, какому значению ЛПЭ будет соответствовать концентрация электронно-дырочных пар, равная
1010 см–3 (эта концентрация соответствует низкому уровню инжекции). Количество неравновесных электронно-дырочных пар в
объеме трека, соответствующем длине 1 мкм, при такой концентрации составит
Nl = 1010 см–3p(10–5 см)210–4 см » 3 · 10–4 пар.
Таким образом, при концентрации электронно-дырочных
пар 1010см–3 на каждый микрометр длины трека приходится
3 · 10–4 пар, что соответствует заряду, приходящемуся на единицу длины трека, равному 4,8 · 10–23 Кл/мкм. Ранее (см. п. 7.2.2)
было показано, что значению L = 1 МэВ·см2/мг соответствует заряд 10,4 фКл/мкм. Исходя из этого можно составить пропорцию и определить значение ЛПЭ, соответствующее заряду
4,8 · 10–23 Кл/мкм:
L = 1 МэВ·см2/мг · 4,8 · 10–23 Кл/мкм / 10,4 · 10–15 Кл/мкм =
= 4,6 · 10–9 МэВ·см2/мг.
Теперь можно найти, составив пропорцию, концентрацию электронно-дырочных пар, соответствующую значению
L = 1 МэВ·см2/мг:
Neh-пар = 1010 см–3 · 1 МэВ·см2/мг / 4,6 · 10–9 МэВ·см2/мг =
= 2,2 · 1018 см–3.
Несомненно, это высокий уровень инжекции.
Таким образом, на основании разобранного примера
можно сделать вывод о том, что при тех значениях ЛПЭ, с
которыми обычно приходится иметь дело в условиях космического пространства, начальные значения концентрации генерированных электронно-дырочных пар соответствуют высокому уровню инжекции. Это определяет соответствующие механизмы рекомбинации — преобладает
Оже-рекомбинация. По мере снижения концентрации носителей вклад Оже-рекомбинации уменьшается и возрас-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
270
Глава 7
тает вклад других видов рекомбинации (межзонной, Шокли—Рида—Холла).
7.2.4. Перенос неравновесных носителей
При генерации в полупроводнике электронно-дырочных
пар часть носителей может прорекомбинировать. Те из
них, которые избежали начальной рекомбинации, будут
перемещаться по объему полупроводника за счет электрических полей и диффузии. В процессе перемещения
дополнительно часть носителей может прорекомбинировать, а остальные достигнут контактов. Далее электроны
будут перемещаться по внешним участкам схемы.
В п. 7.2.3 говорилось о том, что проникающая частица
создает вблизи своего трека состояние высокого уровня инжекции, поэтому при рассмотрении радиационных эффектов важным является перенос высоких концентраций избыточных носителей заряда. При удалении от трека перенос носителей обычно сопровождается рекомбинацией,
характерной для низкого уровня инжекции.
При высоком уровне инжекции, когда концентрации
носителей превышают равновесные значения для носителей обоих типов (n0, p0), перенос управляется избыточными носителями. Из-за их высоких концентраций практически отсутствует влияние внешнего поля [12], поэтому перенос управляется диффузией избыточных носителей.
Перенос высоких концентраций носителей посредством
диффузии называется переносом за счет амбиполярной
диффузии. В конечном счете, рекомбинация снижает концентрации носителей, и электроны с дырками могут перемещаться независимо друг от друга.
Амбиполярная диффузия возникает тогда, когда внутреннее электрическое поле, обусловленное распределениями электронов и дырок в объеме, превышает значения
внешнего поля, приложенного к полупроводнику [12].
Здесь рассматривается притяжение не между отдельными
электронами и дырками (которые быстро рекомбинируют), а между распределениями носителей. При воздействии радиации избыточные носители создаются в равных
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
271
количествах. Если электроны и дырки имеют равные подвижности и отсутствует электрическое поле, то все носители прорекомбинируют. Однако если подвижности различны, возникает совокупное движение электронов и дырок.
Если какие-то носители ускоряются, то увеличивается степень разделения зарядов, что повышает внутреннее поле и
притягивает носители друг к другу. Вначале создается высокая концентрация электронно-дырочных пар (т. е. ионный трек). Электроны, имея более высокую подвижность,
диффундируют с большими скоростями, оставляя дырки
вблизи центра трека. Между противоположно заряженными носителями создается встроенное поле, ограничивающее возможность носителей диффундировать независимо.
Это и есть амбиполярная диффузия. При низком уровне
инжекции противоположно заряженные носители имеют
свои собственные характеристики диффузии и дрейфа, но
при амбиполярной диффузии оба типа носителей имеют
одинаковые характеристики диффузии и подвижности.
Характеристики амбиполярной диффузии и подвижности
описываются выражениями [1]:
D* =
m* =
(n + p)Dn D p
nDn pD p
(n0 - p0 )m n m p
nm n + p m p
R ambipolar =
=
(n0 + p0 + 2dp)Dn D p
(n0 + dp)Dn + ( p0 + dp)D p
=
;
(n0 - p0 )m n m p
(n0 + dp)Dn + ( p0 + dp)D p
;
dp p0 + dp p0 n0 + dn n0
,
=
=
t
tp
t p0
tn
t n0
где t — время жизни избыточных носителей.
При высоком уровне инжекции, когда Dn = Dp ? n0, p0
(или в собственном материале), значения амбиполярных
коэффициентов D* и m* снижаются до
D* =
2Dn D p
Dn + D p
и
m * = 0.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
272
Глава 7
Процесс диффузии определяется меньшим коэффициентом диффузии, и при этом отсутствует дрейф. Для низкой инжекции Dn = Dp = n0 и материала n-типа
D* =
3Dn D p
2Dn + D p
и m* =
mnm p
2m n + m p
.
Пока носители находятся под влиянием диффузии и
электрического поля, время жизни электронов уменьшается наполовину, а время жизни неосновных носителей
остается неизменным. При низком уровне инжекции в
примесных материалах время жизни избыточных носителей снижается до значения для неосновных носителей
(т. е. t = tр0 для сильно легированного материала n-типа).
При подаче внешнего поля появляется порог, когда
внешнее поле начинает влиять на перенос носителей сильнее, чем внутреннее поле. Перенос находится как под влиянием того, насколько далеко носители перемещаются
посредством диффузии (т. е. диффузионной длины), так
и под влиянием дрейфа (mEt). Данный порог возникает
при [12]
Eapplied =
D*
m *2 t
.
В какой-то момент, при увеличении времени жизни,
определять перенос будет электрическое поле.
Таким образом можно сделать следующие выводы:
l при создании плотной электронно-дырочной плазмы
имеет место интенсивная рекомбинация;
l распределения избыточных электронов и дырок вначале перемещаются посредством амбиполярной диффузии, а затем — дрейфа; на перенос главным образом
влияют неосновные носители;
l при достижении низкого уровня инжекции носители не
будут влиять друг на друга, и будут иметь место обычный перенос и обычные механизмы рекомбинации (т. е.
межзонная и рекомбинация Шокли—Рида—Холла).
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
273
7.2.5. Сбор заряда
На переходах в полупроводнике (таких как p–n-переход,
диод Шоттки) существует поле за счет встроенного потенциала и различных внешних приложенных полей. Электронно-дырочные пары, созданные в обедненной области
и избежавшие рекомбинации, разделяются и образуют
токи электронов и дырок в полупроводнике. Носители,
находящиеся в области перехода с наибольшим электрическим полем, достигают контактных областей первыми.
В результате образуется ток, называемый мгновенным.
Электроны проходят через омический контакт в цепь.
Дырки, достигшие р-омического контакта, должны рекомбинировать с электронами, забирая электроны из металлического контакта. Источник питания поставляет
электроны в р-контакт, а полупроводник снабжает цепь
электронами через n-контакт. При этом заряд в полупроводниковом приборе сохраняется.
На рис. 7.13 [12] показано, что если электронно-дырочная пара создается в материале n-типа в пределах диффузионной длины для дырок от обедненной области, то
дырки могут диффундировать влево, захватиться дрейфовым полем, пройти через р-материал без рекомбинации и
затем прорекомбинировать с электроном на дальнем ле-
Рис. 7.13. Иллюстрация тока электронов и дырок внутри обратно- смещенного p–n-перехода и тока электронов во внешней
цепи [12]
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
274
Глава 7
вом металлическом контакте. За счет рекомбинации на
левом контакте электроны «вытягиваются» из внешней
цепи. Если источник питания на данном рисунке представляет собой заряженный конденсатор, то удаление
электронов с левой стороны будет повышать потенциал
левого узла.
Важно четко представлять, какой собранный заряд
приходится на одну электронно-дырочную пару: два заряда электрона, один заряд электрона или нулевой заряд.
Для измерения тока используется амперметр. Амперметр
измеряет скорость переноса заряда, а не заряд. Интегрирование тока дает заряд. Амперметр включается последовательно между контактом с n-стороны и источником питания. Если в обедненной области высвобождается одна электронно-дырочная пара, какой ток покажет амперметр?
Через амперметр проходит только электрон. Когда мы проинтегрируем ток, мы получим только один заряд, а не ноль
или два. По существу, от левого узла к правому узлу перемещается один заряд электрона. Чтобы промоделировать
этот фототок, нужно поместить источник тока, дающий
при интегрировании заряд в один электрон, параллельно
переходу в полупроводнике. Если источник представляет
собой конденсатор, то один заряд электрона будет перемещаться от левой пластины к правой. Напряжение на конденсаторе понизится на DV = q / C. Для больших изменений
напряжения в цепи требуется большой перенесенный заряд или малая емкость в схеме.
В тех случаях, когда создается много электронно-дырочных пар, компоненты, обусловленные обоими носителями (токи электронов и дырок) складываются вместе. На
рис. 7.13 показан случай генерации в обедненной области
отдельных электронно-дырочных пар (или малого их количества, низкий уровень инжекции). Если в результате
ионизации создается плотный трек перпендикулярно к поверхности p–n-перехода, то при вычислении полного тока
из ионизационного трека складываются электронные и
дырочные токи в переходе.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
275
Месенджер вывел следующее выражение для фототока [12]:
I(t) = -q m NE0 [exp(-m E¢ t) - exp(-bt)],
где N — количество электронно-дырочных пар на единицу длины; Е0 — максимальное электрическое поле; m —
амбиполярная подвижность.
Первая экспонента характеризует «время задержки
трека», а вторая — постоянную времени создания трека
[12]. «Время задержки трека» соответствует постоянной
времени RC перехода, зависящей от уровня легирования,
подвижности, диэлектрической проницаемости. В выражении Месенджера I(t) включает вклады как электронов,
так и дырок. Однако коэффициент 2 в этом выражении отсутствует, поскольку на каждый тип носителей в ионизационном треке в среднем проходится половина расстояния, необходимого для покидания p–n-перехода.
При прохождении ионного трека с высокой плотностью
ионизации через обедненную область возникает уникальная ситуация. Сбор заряда из электронно-дырочной плазмы осуществляется не только в пределах обедненной области и на расстоянии диффузионной длины от перехода,
но также с больших расстояний от исходной обедненной
области. Данное явление называется образованием воронки (funneling). Пример образования воронки показан на
рис. 7.14 [12].
Здесь в верхней части полупроводниковой структуры
располагаются области n-типа, находящиеся под положительным потенциалом, а подложка р-типа заземлена.
Исходный плотный ионный трек рассасывается под действием амбиполярной диффузии электронно-дырочных
пар в направлениях, перпендикулярных треку. Это приводит к увеличению его цилиндрического диаметра. Вдоль
трека имеется высокоплотная плазма, состоящая из носителей двух типов. До возникновения события большая
часть падения напряжения приходилась на обедненную область. Высокая инжекция временно устраняет обедненную
область, и большая часть падения напряжения приходится
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
276
Глава 7
Рис. 7.14. Иллюстрация образования воронки при попадании
ТЗЧ в транзистор из состава микросхемы ДОЗУ, изготовленной
по объемной технологии [1]
на области полупроводника, расположенные вблизи ионного трека. По существу, большое электрическое поле исходной обедненной области оказывается сосредоточенным
вблизи и снизу трека в форме воронки. Носители в плазме
трека остаются в вертикальном поле внутри трека и разделяются. Электроны дрейфуют вверх к положительному потенциалу, а дырки — вниз в подложку. Если бы оба типа
носителей имели одинаковые подвижности, то количество
электронов, уходящих наверх, и дырок, входящих в подложку, были бы равны. Однако различие подвижностей
носителей влияет на соотношение диффузионного и дрейфового токов с общим током. Это различие подвижностей
позволяет высокой плотности носителей управлять как
амбиполярной диффузией, так и дрейфом.
Теория переноса носителей в примесных полупроводниках рассматривалась МакКелви. В табл. 7.3 для каждого
типа носителей представлены значения доли плотности
диффузионного (Jd) и дрейфового (полевого) тока (Jf), обусловленного внутренним (не внешним) полем [12]. Здесь b —
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
277
Таблица 7.3
Соотношение токов амбиполярной диффузии и дрейфа
для сильно легированных и собственных материалов [1]
Соотношение
n-тип
(n+ >> p+)
p-тип
(p+ >> n+)
Собственный
(n+ = p+)
J pd+ J p +
1
1/b
(b + 1)/(2b)
J pf + J p +
0
1 – (1/b)
(b – 1)/(2b)
Jnd+ Jn +
b
1
(b + 1)/2
Jnf + Jn +
1–b
0
(1 – b)/2
это отношение подвижностей mn/mp. Если подвижности носителей равны, то отсутствует амбиполярный дрейф, и весь
перенос осуществляется посредством амбиполярной диффузии. Если подвижности различаются, то дрейфовые токи,
обусловленные внутренним полем, определяются основными носителями, т. е. электронами в n-области. Это свойство
отношения подвижностей определяет, за счет чего (диффузии или связанных с подвижностью свойств) в исходной области с высоким уровнем инжекции переносится заряд. По
мере того как носители рекомбинируют или покидают область p–n-перехода, инжекция становится низкоуровневой.
Если рекомбинация отсутствует, то все созданные ионизацией носители покидают p–n-переход.
Таким образом, при высоком уровне инжекции доминирует амбиполярная диффузия; если подвижности различаются, то доминирует дрейфовый ток основных носителей. Когда уровень инжекции становится низким, носители собираются внешним полем. При образовании воронки
потенциалы в схеме заставляют электрическое поле двигаться в подложку, что создает значительно ниже исходного ионизационного трека новую область, содержащую носители заряда. Отношение подвижностей влияет на то, какой величины заряд будет собран.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
278
Глава 7
Выражения для тока образования воронки и сбора заряда в n+–p-переходе были получены Эдмондсом:
æ
m ö
IT = ç 1 + n ÷I p + 2In diff ;
ç
m p ÷ø
è
æ
m ö
QT (t) = ç 1 + n ÷QD + 2Qdiff (t), t > tr .
ç
m p ÷ø
è
Здесь ток дырок в n+–p-переходе умножается на коэффициент (1 + mn/mp); tr — время восстановления; диффузия
осуществляется за счет электронов. Интеграл этого тока —
это осажденный заряд дырок (QD) и общий диффузионный
заряд электронов [12]. Последние слагаемые в обоих равенствах представляют собой заряд, собранный посредством
диффузии. Если подвижности равны, то оба типа носителей дают одинаковые вклады в дрейфовый ток. Если
mn > mp, то будет увеличение осажденного заряда.
Для обеспечения возможности предсказания частоты ОС
необходима информация об объеме, через который должна
пройти частица, создавая посредством ионизации заряд.
Зная произведение длины части трека, лежащей внутри данного объема, на ЛПЭ, можно определить ионизационный заряд в данном объеме. При отсутствии эффекта образования
воронки данная глубина сбора lw будет равна сумме ширины
обедненной области p–n-перехода и диффузионной длины.
Если имеет место образование воронки, то данный эффект
учитывается путем увеличения глубины сбора lw, и в результате получается глубина образования воронки lf:
æ
m
lf = ç 1 + n
ç
mp
è
ö
÷ lw .
÷
ø
При моделировании эффектов ОС в приборах для определения переноса и сбора заряда информация о глубине
сбора не требуется, кроме двух случаев:
l при моделировании на уровне схемы, когда необходимо обеспечить величину заряда, выдаваемого источником фототока;
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
279
при оценке частоты возникновения ОС, требующей
знания величины объема сбора.
Объем сбора определяется путем умножения глубины
сбора на площадь. Таким образом, глубина сбора является
математической константой, требующейся в приведенных
выше двух случаях.
l
7.3. Экспериментальные методы исследования
чувствительности изделий
полупроводниковой электроники
к одиночным событиям при воздействии
тяжелых заряженных частиц и протонов
Для определения параметров чувствительности ПП и ИС
к одиночным событиям в настоящее время применяются
следующие виды экспериментов:
l на ускорителях протонов;
l на ускорителях тяжелых ионов;
l с использованием изотопных источников ТЗЧ;
l с использованием ионных микропучков;
l с использованием имитаторов.
Основными определяемыми характеристиками чувствительности здесь являются зависимости сечения событий от ЛПЭ ТЗЧ s(L) (аппроксимируется функцией Вейбулла) и от энергии протонов sр(Ep) (аппроксимируется
функцией Бендела). Для восстановления зависимости s(L)
как минимум необходимо знать значения сечения насыщения s0 и порогового значения ЛПЭ ТЗЧ L0. Для восстановления зависимости sр(Ер) необходимо знать значения сечения насыщения для вызванных протонами ОС sр0 и пороговую энергию протонов Ер0. Если же экспериментальные
методы позволяют получить значения сечения ОС для нескольких (порядка 5–7) значений ЛПЭ ТЗЧ или энергии
протонов, то данные зависимости могут быть восстановлены путем аппроксимации с помощью метода наименьших
квадратов. Экспериментальные методы, используемые
для исследования чувствительности ИС и ПП к эффектам
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
280
Глава 7
ОС, своей конечной целью имеют либо непосредственное
восстановление зависимостей s(L) и sр(Ep), либо определение параметров, входящих в аппроксимационные формулы
для этих зависимостей (главным образом s0, L0, sр0, Ер0).
7.3.1. Эксперименты на ускорителях протонов
Данные эксперименты являются идеальными для исследований чувствительности ИС и ПП к ОС, вызванным
протонами космического пространства, и позволяют получить значения сечения ОС для различных значений
энергии протонов. Важным преимуществом таких экспериментов является то, что протоны с энергией порядка
десятка мегаэлектронвольт и выше имеют достаточно
большие пробеги в кремнии и конструкционных материалах корпусов ИС, что обеспечивает «пролетную» геометрию эксперимента. В результате испытания ИС на ускорителях протонов можно проводить в их штатных корпусах при нормальном атмосферном давлении. Одним из
недостатков экспериментов на ускорителях протонов является наведенная радиоактивность облучаемых образцов.
При исследованиях чувствительности ИС к ОС на ускорителях протонов, как правило, необходимо обеспечить
диапазон энергий протонов порядка 20–1000 МэВ. Для
большинства ИС диапазон энергий свыше 100 МэВ обычно
соответствует участку насыщения зависимости сечения ОС
от энергии протонов sр(Ер). Для изменения энергии протонов применяются фильтры различной толщины. При этом
необходим учет «размытия» энергетического спектра протонного пучка.
Плотность потока протонов выбирается такой, чтобы,
с одной стороны, исключить эффекты мощности дозы, а
с другой — получить приемлемую статистику регистрируемых событий и обеспечить необходимую достоверность
дозиметрического сопровождения. Для ускорителей, работающих в квазинепрерывном режиме облучения (например, синхроциклотрон ПИЯФ РАН), приемлемые значения средней плотности потока протонов лежат в диапазоне
106–108 протон/(см2·с). Для ускорителей, работающих в
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
281
импульсном режиме (например, У-10 ИТЭФ), перед началом испытаний необходимы эксперименты по определению оптимальных параметров импульса (длительность,
ток пучка и т. п.), обеспечивающих отсутствие эффектов
мощности дозы. Для этого может быть полезной, в частности, информация о порогах сбое- и отказоустойчивости для
исследуемых ИС, полученная на источниках импульсного
тормозного излучения. При обработке экспериментальных
данных, полученных на ускорителях, работающих в импульсном режиме, необходимы специальные методы, учитывающие характер отклика исследуемых объектов и периодичность протонного облучения.
Флюенс протонов должен быть таким, чтобы с достаточной степенью уверенности можно было считать, что облучены все чувствительные области исследуемого объекта.
Облучение при каждой энергии протонов следует проводить до набора достаточной статистики событий. В частности, для микросхем памяти рекомендуется получить количество сбоев порядка 10 % от информационной емкости
ИС. Суммарный флюенс протонов за все этапы облучения
должен быть таким, чтобы соответствующая поглощенная
доза не превысила 10 % от значения, при котором происходит дозовый отказ исследуемого объекта. Если доза отказа
не известна, то флюенс протонов на каждом этапе облучения следует выбирать таким образом, чтобы суммарная
доза за все этапы облучения протонами не превысила
1 крад. Для большинства ИС и ПП, предназначенных для
применения в условиях космического пространства, при
такой поглощенной дозе параметрических отказов не наблюдается. Для каждого облучаемого объекта должна
фиксироваться суммарная доза за все циклы облучения, и
предварительно должна быть оценена предельная доза,
определяющая его радиационную стойкость к дозовым эффектам.
Дозиметрическое сопровождение облучения на ускорителях протонов может осуществляться любым аттестованным методом. Чаще всего применяются методы с применением цилиндров Фарадея, активационные методы,
методы с использованием термолюминесцентных детекто-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
282
Глава 7
ров, ионизационных камер и др. Кроме того, представляется
перспективным использование для дозиметрического сопровождения предварительно откалиброванных МДП-детекторов. Цель дозиметрического сопровождения экспериментов на ускорителях протонов — определить для каждого этапа облучения флюенс и энергию протонов. Средства
дозиметрии должны обеспечивать требуемую погрешность
измерения флюенса протонов (обычно не хуже 30%).
7.3.2. Эксперименты на ускорителях ионов
Данные эксперименты являются самыми информативными при определении параметров чувствительности ИС и
ПП к ОС, вызванным ТЗЧ, поскольку они позволяют напрямую определить зависимость сечения ОС от ЛПЭ ТЗЧ
путем получения значений сечения при различных ЛПЭ
ТЗЧ. Основными недостатками таких экспериментов являются, во-первых, короткие пробеги ионов, а во-вторых,
уникальность исследовательских установок и, как следствие, высокая стоимость экспериментов. Ионы, получаемые на ускорителях, которые способны вызвать в ИС
возникновение одиночных событий, имеют очень малые
пробеги в облучаемых материалах (в кремнии обычно не
более 30–40 мкм). Поэтому проводить испытания ИС в их
штатных корпусах не представляется возможным, и
крышки корпусов исследуемых ИС перед началом экспериментов удаляются. Следует отметить, что это практически невозможно сделать в случае ИС в пластмассовых
корпусах. Более того, если крышка корпуса ИС все-таки
может быть удалена, но кристалл покрыт защитным лаком или компаундом, то такое изделие обычно уже недоступно для исследований (вследствие торможения ионов
защитным слоем). Кроме того, зачастую эксперименты на
ускорителях ТЗЧ проводятся в условиях вакуума, чтобы
исключить торможение ионов слоем воздуха. Это создает
дополнительные технические трудности при организации
и проведении экспериментов.
Ускорители ионов должны обеспечивать необходимые
интегральные потоки ионов с требуемыми значениями
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
283
ЛПЭ и энергии. При проведении испытаний используются
ускорители ТЗЧ (ионов) с ЛПЭ частиц в кремнии
1–100 МэВ·см2/мг и с энергией 0,1–40 МэВ/нуклон.
Неоднородность поля излучения ускорителей в пределах площади облучаемого образца не должна превышать
±10 %.
В соответствии с имеющимися в настоящее время зарубежными стандартами (аналогичных российских документов в настоящее время пока нет) ускорители ионов должны
обеспечивать пробеги частиц в кремнии не менее 30 мкм.
В этом случае можно пренебречь изменением ЛПЭ ТЗЧ
по мере их прохождения через чувствительный слой ИС.
Плотность потока ионов варьируется в диапазоне
102–105 см–2с–1. Общее количество ТЗЧ, падающих на
кристалл облучаемых ИС, должно быть таким, чтобы с
достаточной степенью уверенности можно было считать,
что все чувствительные области были облучены. Это особенно важно при работе вблизи порогового значения ЛПЭ,
когда могут наблюдаться отдельные редкие события.
Исходя из этих соображений при работе вблизи порога рекомендуется выбирать флюенс ионов порядка 107 ион/см2.
При работе в надпороговой области испытания рекомендуется проводить до набора достаточной статистики событий
(для микросхем памяти это обычно порядка 10% от информационной емкости) или до набора флюенса ионов
107 ион/см2. Кроме того, при выборе флюенса частиц необходимо принимать во внимание возможные дозовые эффекты: для каждого облучаемого образца должна фиксироваться суммарная доза за все циклы облучения, и предварительно должна быть оценена предельная доза, определяющая
радиационную стойкость данного изделия к дозовым эффектам.
Изменение ЛПЭ ионов осуществляется путем выбора
типа и энергии ионов. Следует отметить, что переход с одного типа ионов на другой представляет собой достаточно
сложную задачу, и на такой переход в ряде случаев могут
уйти сутки, а иногда и более. Изменение энергии иона —
это более простая задача. Очень часто для получения различных эффективных значений ЛПЭ ТЗЧ при неизменных
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
284
Глава 7
Рис. 7.15. Использование облучения образцов под различными
углами падения ТЗЧ для изменения эффективных значений
ЛПЭ ТЗЧ: h — толщина чувствительной области; hэф — участок
ионного трека, лежащий внутри чувствительной области облучаемой ИС; q — угол падения ТЗЧ на поверхность кристалла ИС
типе и энергии падающих ионов используется облучение
при различных углах падения ионов на поверхность образца (рис. 7.15). Данный метод применим лишь в том случае,
когда пробеги ионов в кремнии превышают толщину чувствительной области, ответственной за возникновение ОС.
Линейные потери энергии иона L это потери энергии
на единице длины пробега, отнесенные к плотности облучаемого материала (см. выражение (7.16)). Если принять,
что ЛПЭ ТЗЧ практически не меняются по мере прохождения чувствительной области, то энергия, поглощенная в
чувствительном слое при облучении ионами под углом q,
равна
(7.19)
Епогл = rLhэф .
Эффективные линейные потери энергии иона Lэф
определяются как отношение энергии, поглощенной в чувствительном слое, к толщине этого слоя и плотности облучаемого материала:
1 Eпогл
.
(7.20)
Lэф =
r h
С учетом (7.19) выражение (7.20) можно переписать в
виде
L
.
Lэф =
cos q
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
285
Угол q обычно меняется в пределах от 0 до 60°. При
этом можно получить эффективное значение ЛПЭ, в два
раза превышающее значение ЛПЭ падающих ионов.
Следует еще раз отметить, что данный метод применим только в том случае, если пробег иона превышает толщину чувствительного слоя. Если же ион полностью тормозится в пределах чувствительной области, то независимо от угла падения на кристалл ИС в чувствительной
области будет выделяться вся его энергия, и изменение
угла падения иона не приведет к изменению эффективного значения ЛПЭ.
Данный метод не применяется на ускорителях протонов, хотя высокоэнергетические протоны имеют очень
большие пробеги. Как уже отмечалось выше, в экспериментах на протонных ускорителях реализуется «пролетная» геометрия, и образцы испытываются в своих штатных корпусах. Дело в том, что ОС при воздействии протонов вызываются не прямыми ионизационными потерями
первичных частиц (протонов), а ионизационными потерями вторичных частиц, образующихся в кремнии в результате упругих и неупругих взаимодействий протонов с ядрами кремния. Образующиеся вторичные частицы имеют
в кремнии ЛПЭ до 10–15 МэВ·см2/мг и характеризуются
очень короткими пробегами — они полностью тормозятся
в пределах чувствительной области. Кроме того, они могут
двигаться внутри чувствительной области в любом направлении.
Дозиметрическое сопровождение при проведении испытаний на ускорителях ионов имеет две основные цели.
Во-первых, это контроль энергии и состава пучка. Во-вторых, важно контролировать в процессе испытаний плотность потока и пространственную однородность пучка.
Для контроля энергии ионов в пучке обычно используются
системы на основе кремниевых поверхностно-барьерных
детекторов, аналогичные тем, которые используются в
экспериментах с изотопными источниками ТЗЧ. Разброс
энергии ионов в пределах ±10% от требуемого значения
считается вполне приемлемым.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
286
Глава 7
7.3.3. Эксперименты с изотопными источниками
Для исследования эффектов ОС в ИС и ПП возможно применение изотопных источников, претерпевающих спонтанное деление ядер. Наиболее распространено использование источников на основе радионуклида 252Cf.
Изотопный источник 252Cf — трансурановый радионуклид, подверженный альфа-распаду с периодом полураспада 2,72 года и спонтанному делению с периодом полураспада 85 лет. Энергетический спектр продуктов распада
источника 252Cf в вакууме имеет три ярко выраженных
максимума: 6,12 МэВ (4Не2); 78,7 МэВ (142Се58); 102,5 МэВ
(106Pd46). Осколки деления источника 252Cf имеют значения ЛПЭ в кремнии до 43 МэВ·см2/мг и пробеги порядка
14,2 мкм [1]. На тяжелые осколки приходится порядка 3%
от всех высокоэнергетических частиц, испускаемых источником (остальное — альфа-частицы).
В экспериментах с использованием источника 252Cf параметры чувствительности ИС и ПП к эффектам ОС напрямую не определяются. В ходе эксперимента определяется
зависимость частоты возникновения ОС при воздействии
осколков деления источника от эффективной толщины защиты между источником и облучаемым образцом. Таким
образом осуществляется изменение энергетического спектра ТЗЧ, падающих на облучаемый кристалл. Варьирование можно обеспечить тремя путями:
1) изменением расстояния между источником и объектом исследований при неизменном давлении воздуха;
2) изменением остаточного давления воздуха в вакуумной камере при фиксированном расстоянии от источника до ИС;
3) введением между источником и ИС поглощающих
фильтров калиброванной толщины.
Второй способ изменения эффективной толщины защиты (изменение остаточного давления воздуха) представляется наиболее оптимальным, поскольку технически он
легко реализуется, и при этом остается неизменной геометрия эксперимента.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Одиночные события в БИС
287
Средства дозиметрии в экспериментах на установках с
изотопным источником 252Cf должны обеспечивать измерение потока излучения с погрешностью не более 30%, а
также измерение спектрально-энергетических характеристик ТЗЧ. Как правило, используются автоматизированные системы спектрометрии на основе кремниевых поверхностно-барьерных детекторов. Следует отметить, что
для всех условий облучения (для всех значений эффективной толщины защиты, используемых в экспериментах) в
обязательном порядке должны быть зарегистрированы
энергетические спектры осколков деления источника.
Основными недостатками данного метода исследования ОС являются следующие.
l Короткие пробеги ТЗЧ (не более 14,2 мкм), вследствие
чего исследоваться могут только образцы с удаленными
крышками корпусов и при отсутствии на поверхности
кристалла защитных лаков, компаундов и т. п. Кроме
того, эксперименты должны проводиться в вакуумной
камере (при нормальном атмосферном давлении расстояния, на которых энергетические спектры осколков деления 252Cf не перекрываются со спектром альфа-частиц,
составляют менее 15 мм). По причине коротких пробегов
падающих ионов нельзя применять в обычном виде
ЛПЭ-подход, т. е. необходим учет изменения ЛПЭ ТЗЧ
по мере их прохождения через чувствительную область.
l На поверхность кристалла падают частицы с достаточно широким распределением по энергии и массе, в результате чего при обработке экспериментальных результатов необходимо решать достаточно сложные математические задачи.
Главным преимуществом данного метода исследования являются простота и дешевизна используемого оборудования. Как правило, испытательный стенд представляет
собой настольную установку, которая не требует специальных средств защиты с точки зрения радиационной безопасности. При наличии необходимого программно-методического обеспечения с помощью экспериментов на данной
установке можно оценить основные параметры чувствительности ИС и ПП к эффектам ОС при воздействии ТЗЧ.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
288
Глава 7
7.3.4. Эксперименты с использованием
ионных микропучков
Данные эксперименты позволяют не только определить
параметры чувствительности исследуемых ИС и ПП к эффектам ОС, но и выявить локализацию и размеры чувствительных областей на кристалле, ответственных за тот
или иной вид ОС. Такая информация особенно важна при
разработке ИС и ПП, стойких к эффектам ОС, и при выборе технологических и схемотехнических методов повышения стойкости к данным эффектам. Данные эксперименты, как правило, дорогостоящие и технически
сложные. Обычно здесь приходится разрабатывать специальные технические средства, обеспечивающие изменение размера пятна ионного пучка, а также сканирование
ионного пучка по поверхности кристалла.
7.3.5. Эксперименты с использованием имитаторов
В ряде случаев возможна оценка параметров чувствительности ИС и ПП к эффектам ОС с помощью экспериментов
с использованием импульсного сфокусированного лазерного излучения пикосекундного диапазона. При проведении
таких экспериментов необходимо обеспечить сканирование лазерного пучка по поверхности кристалла и изменение размера светового пятна. Существенным недостатком,
ограничивающим применение лазерных имитаторов, является то, что лазерный луч отражается от слоев металлизации, расположенных на поверхности кристалла. Поскольку по мере уменьшения топологической нормы проектирования ИС и повышения степени интеграции доля
поверхности кристалла, закрытая слоями металлизации,
увеличивается (и стремится к 100%), возможности использования данного метода исследований существенно
сокращаются. Однако на этапе отработки конструкции и
технологии ИС, стойких к эффектам ОС, данные методы
могут быть весьма полезными, особенно для специально
подготовленных тестовых образцов. Кроме того, они могут быть легко внедрены в технологический процесс изготовления ИС и ПП.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Список литературы
1. Mazur J. The Radiation Environment Outside and Inside the
Spacecraft // Radiation Effects — From Particles to Payloads.
IEEE NSREC Short Course, 2002. P. II-1 – II-69.
2. Действие проникающей радиации на изделия электронной
техники / Под ред. Е. А. Ладыгина. — М.: Сов. радио, 1980.
3. Ладыгин Е. А. Радиационная технология твердотельных
электронных приборов. — М.: ЦНИИ «Электроника», 1976.
4. Чумаков А. И. Действие космической радиации на интегральные схемы. — М.: Радио и связь, 2004.
5. Никифоров А. Ю., Телец В. А., Чумаков А. И. Радиационные эффекты в КМОП ИС. — М.: Радио и связь, 1994.
6. Улимов В. Н., Кононенко А. И. и др. Методические указания по определению состояния и продлению срока службы
кабелей атомных станций с учетом воздействия на них повреждающих факторов проектных аварий. — РД ЭО
0496-03. Концерн «Росэнергоатом», 2003.
7. Физические величины: Справочник / Под ред. И. С. Григорьева, Е. З. Михайлова. М.: Энергоатомиздат, 1991.
8. Таперо К. И. Кинетика накопления и отжига радиационных дефектов в активных областях кремниевых МОП и
КМОП структур. Диссертация на соискание ученой степени
кандидата физико-математических наук. 1997.
9. Ладыгин Е. А., Паничкин А. В., Горюнов Н. Н. и др. Основы радиационной технологии микроэлектроники. Первичные процессы образования радиационных центров в полупроводниковых кристаллах. — М.: МИСиС, 1994.
10. Ладыгин Е. А., Паничкин А. В., Горюнов Н. Н. и др. Основы
радиационной технологии микроэлектроники. Механизмы
образования и физическая природа радиационных центров в
полупроводниковых структурах. — М.: МИСиС, 1994.
11. Коршунов Ф. П., Гатальский Г. В., Иванов Г. М. Радиационные эффекты в полупроводниковых приборах. — Минск:
Наука и техника, 1978.
12. Weatherford T. From Carriers to Contacts, a Review of SEE
Charge Collection Processes in Devices // Radiation Effects —
From Particles to Payloads. IEEE NSREC Short Course, 2002.
P. IV-1 – IV-53.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
290
Список литературы
13. Schwank J. Total Dose Effects in MOS Devices // Radiation
Effects — From Particles to Payloads. IEEE NSREC Short
Course, 2002. P. III-1 – III-123.
14. Киреев П. С. Физика полупроводников: Учебное пособие
для втузов. — М.: Высшая школа, 1969.
15. Першенков В. С., Попов В. Д., Шальнов Г. М. Поверхностные радиационные эффекты в элементах интегральных
микросхем. — М.: Энергоатомиздат, 1988.
16. Helms C. R., Poindexter E. H. The Silicon—Silicon-Dioxide
Sistem: Its Microstructure and Imperfections // Rep. Prog.
Phys. 1994. N 57. P. 791–852.
17. Паничкин А. В. Управление электрофизическими параметрами кремниевых МДП- и КМДП-структур при радиационно-термической обработке. Диссертация на соискание ученой степени кандидата технических наук. 1987.
18. Зи С. Физика полупроводниковых приборов. — М.: Мир,
1984.
19. Conley J. F., Lenahan P. M., Roitman P. Electron Spin Resonance Study of E’ Trapping Centers in SIMOX Buried Oxides
// IEEE Trans. Nucl. Sci. 1991. Vol. 38, N 6. P. 1247–1252.
20. Herve D., Leray J. L., Devine A. B. Comparative Study of
Radiation-Induced Electrical and Spin Active Defects in Buried
SiO2 Layers // J. Appl. Phys. 1992. Vol. 72, N 8. P. 3634–3640.
21. Boesch H. E. Jr., McGarrity J. M., McLean F. B. Temperarureand Field-Dependent Charge Relaxation in SiO2 Gate Insulators // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1978. Vol. 25, N 3.
P. 1012–1016.
22. Boesch H. E. Jr., McLean F. B., McGarrity J. M., Winokur P. S. Enhanced Flatband Voltage Recovery in Hardened
Thin MOS Capasitors // IEEE Trans. Nucl. Sci. P. 1239–1245.
23. Warren W. L., Shaneyfelt M. R., Fleetwood D. M. et al.
Microscopic Nature of Border Traps in MOS Devices // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1994. Vol. 41, N 6. P. 1817–1827.
24. Shaneyfelt M. R., Schwank J. R., Fleetwood D. M. et al. Field
Dependence of Interface-Trap Buildup in Polysilicon and
Metal Gate MOS Divices // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1990.
Vol. 37. P. 1632–1640.
25. Dozier C. M., Brown D. B. Photon Energy Dependence of
Radiation Effects in MOS Structures // IEEE Trans. Nucl. Sci.
1980. Vol. 27, N 6. P. 1694–1699.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Список литературы
291
26. Dozier C. M., Brown D. B. Effects of Photon Energy on the
Response of MOS Devices // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1981.
Vol. 28, N 6. P. 4137–4141.
27. Brown D. B., Dozier C. M. Electron-Hole Recombination in
Irradiated SiO2 from a Microdosimetry Viewpoint // IEEE
Trans. Nucl. Sci. P. 4142–4144.
28. Dozier C. M., Fleetwood D. M., Brown D. B., Winokur P. S. An
Evaluation of Low-Energy X-Ray and Cobalt-60 Irradiations
of MOS Transistors // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1987. Vol. 34,
N 6. P. 1535–1539.
29. Srour J. R., Curtice O. L. Jr., Chiu K. Y. Charge Transport
Studies in SiO2: Procesing Effects and Implications for
Radiation Hardening // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1974. Vol. 21,
N 6. P. 73–80.
30. Fleetwood D. M., Winokur P. S., Schwank J. R. Using Laboratory X-Ray and Co-60 Irradiations to Predict CMOS Device
Response in Strategic and Space Environments // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1988. Vol. 35, N 6. P. 1497–1505.
31. Fleetwood D. M., Winokur P. S., Meisenheimer T. L. Hardness
Assurance for Low-Dose Space Applications // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1991. Vol. 38, N 6. P. 1552–1559.
32. Schwank J. R., Winokur P. S., McWhorter P. J. et al. Physical
Mechanisms Contributing to Device Rebound // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1984. Vol. 31, N 6. P. 1434–1438.
33. Derbenwick G. F., Sander H. H. CMOS Hardness for Low-DoseRate Environments // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1977. Vol. 24,
N 6. P. 2244–2247.
34. Kuboyama S., Goka T., Tamura T. A Bias Voltage Dependence of Trapped Hole Annealing and Its Measurement
Technique // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1991. Vol. 38, N 6.
P. 1140–1144.
35. Lelis A. J., Boesch H. E. Jr., Oldham T. R., McLean F. B. Reversibility of Trapped Hole Charge // IEEE Trans. Nucl. Sci.
1988. Vol. 35, N 6. P. 1186–1191.
36. Fleetwood D. M., Shaneyfelt M. R., Reiwe L. C. et al. The Role
of Border Traps in MOS High-Temperature Postirradiation
Annealing Response // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1993. Vol. 40,
N 6. P. 1323–1334.
37. Fleetwood D. M., Miller S. L., Reber R. A. et al. New Insights
into Radiation-Induced Oxide-Trap Charge Through Thermally-
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
292
Список литературы
Stimulated-Current (TST) Measurement and Analysis // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1992. Vol. 39, N 6. P. 2192–2203.
38. McWhorter P. J., Miller S. L., Miller W. M. Modeling the
Anneal of Radiation-Induced Trapped Holes in a Varying
Thermal Environment // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1990. Vol. 37,
N 6. P. 1682–1689.
39. Oldham T. R., Lelis A. J., McLean F. B. Spatial Dependence of
Trapped Holes Determined from Tunneling Analysis and
Measured Anneaking // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1986. Vol. 33,
N 6. P. 1203–1209.
40. McWhorter P. J., Miller S. L., Dellin T. A. Modeling the
Memory Retention Characteristics of SNOS Transistors in a
Varying Thermal Environment // J. Appl. Phys. 1990. Vol. 68,
N 4. P. 1902–1908.
41. Schwank J. R., Winokur P. S., Sexton F. W. et al. Radiation-Induced Interface-State Generation in MOS Devices //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1986. Vol. 33, N 6. P. 1178–1184.
42. Saks N. S., Dozier C. M., Brown D. B. Time Dependence of Interface Trap Formation in MOSFETs Following Pulsed Irradiation
// IEEE Trans. Nucl. Sci. 1988. Vol. 35, N 6. P. 1168–1177.
43. Boesch H. E. Jr. Time-Dependent Interface Trap Effects in
MOS Devices // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1988. Vol. 35, N 6.
P. 1160–1167.
44. Shaneyfelt M. R., Schwank J. R., Fleetwood D. M. et al.
Interface Trap Buildup Rates in Wet and Dry Oxides // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1992. Vol. 39, N 6. P. 2244–2251.
45. Saks N. S., Brown D. B., Rendell R. W. Effects of Switched
Bias on Radiation-Induced Interface Trap Formation // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1991. Vol. 38, N 6. P. 1130–1139.
46. Winokur P. S., Boesch H. E. Jr., McGarrity J. M., McLean F. B.
Field- and Time-Dependent Radiation Effects at the Si/SiO2
Interface of Hardened MOS Capacitors // IEEE Trans. Nucl.
Sci. 1977. Vol. 24, N 6. P. 2113–2118.
47. Schwank J. R., Sexton F. W., Fleetwood D. M. et al. Temperature Effects on the Radiation Response of MOS Devices //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1988. Vol. 35, N 6. P. 1432–1437.
48. Schwank J. R., Fleetwood D. M., Shaneyfelt M.R. et al. Latent
Interface-Trap Buildup and Its Implications for Hardness
Assurance // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1992. Vol. 39, N 6.
P. 1953–1963.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Список литературы
293
49. Griscom D. L. Diffusion of Radiolytic Molecular Hydrogen as a
Mechanism for the Post-Irradiation Buildup of Interface States
in SiO2-on-Si Structures // J. Appl. Phys. 1985. Vol. 58, N 7.
P. 2524–2533.
50. Fleetwood D. M. Border Traps in MOS Devices // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1992. Vol. 39, N 2. P. 169–271.
51. Winokur P. S., Sexton F. W., Schwank J. R. et al. Total-Dose
Radiation and Annealing Studies: Implications for Hardness
Assurance Testing // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1986. Vol. 33,
N 6. P. 1343–1351.
52. Lelis A. J., Oldham T. R., DeLancey W. M. Response of
Interface Traps During High-Temperature Anneals // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1991. Vol. 38, N 6. P. 1590–1597.
53. Fleetwood D. M., Thome F. V., Tsao S. S. et al. HighTemperature Silicon-On-Insulator Electronics for Space
Nuclear Power Systems: Requirements and Feasibility //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1988. Vol. 35, N 5. P. 1099–1112.
54. Winokur P. S., Sokoloski M. M. Comparison of Interface State
Buildup in MOS Capacitors Subjected to Penetrating and
Nonpenetrating Radiation // Appl. Phys. Lett. 1976. Vol. 28,
N 10. P. 627–630.
55. Winokur P. S., McGarrity J. M., Boesch H. E. Jr. Dependence
of Interface-State Buildup on Hole Generation and Transport
in Irradiated MOS Capacitors // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1976.
Vol. 23, N 6. P. 1580–1585.
56. Powell R. J., Derbenwick G. F. Vacuum Ultraviolet Radiation
Effects in SiO2 // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1971. Vol. 18, N 6.
P. 99–105.
57. Winokur P. S., Boesch H. E. Jr., McGarrity J. M., McLean F. B.
Two-Stage Process for Buildup of Radiation-Induced Interface
States // J. Appl. Phys. 1979. Vol. 50, N 5. P. 3492–3495.
58. McLean F. B. A Framework for Understanding RadiationInduced Interface States in SiO2 MOS Structures // IEEE
Trans. Nucl. Sci. 1980. Vol. 27, N 6. P. 1651–1657.
59. Brown D. B., Saks N. S. Time-Dependence of RadiationInduced Interface Trap Formation in Metal-Oside-Semiconductor Devises as a Function of Oxide Thickness and Applied
Field // J. Appl. Phys. 1991. Vol. 70, N 7. P. 3734–3747.
60. Schwank J. R., Fleetwood D. M., Winokur P. S. et al. The Role
of Hydrogen in Radiation-Induced Defect Formation in
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
294
61.
62.
63.
64.
65.
66.
67.
68.
69.
70.
Список литературы
Polysilicon Gate MOS Devices // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1987.
Vol. 34, N 6. P. 1152–1158.
Rashkeev S. N., Fleetwood D. M., Schrimpf R. D., Pantelides S. T. Defect Generation by Hydrogen at the Si-SiO2
Interface // Phys. Rev. Lett. 2001. Vol. 87, N 16. 165506/1–4.
Rashkeev S. N., Fleetwood D. M., Schrimpf R. D., Pantelides S. T. Proton-Induced Defect Generation at the Si-SiO2 Interface // IEEE Trans. Nucl. Sci. 2001. Vol. 48, N 6. P. 2086–2092.
Fleetwood D. M., Shaneyfelt M. R., Schwank J. R. Simple
Method to Estimate Oxide-Trap, Interface-Trap and BorderTrap Charge Densities in Metal-Oxide-Semiconductor Transistors // Appl. Phys. Lett. 1994. Vol. 64, N 15. P. 1965–1967.
Schwank J. R., Dawes W. R. Jr. Irradiated Silicon Gate MOS
Device Bias Annealing // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1983. Vol.
30, N 6. P. 4100–4104.
Агаханян Т. М., Аствацатурьян Е. Р., Скоробогатов П. К.
Радиационные эффекты в интегральных микросхемах /
Под ред. Т. М. Агаханяна. — М.: Энергоатомиздат, 1989.
Boesch H. E. Jr. Interface-State Generation in Thick SiO2 Layers // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1982. Vol. 29, N 6. P. 1446–1451.
Boesch H. E. Jr., McLean F. B. Hole Transport and Trapping
in Field Oxides // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1985. Vol. 32, N 6.
P. 3940–3945.
Shaneyfelt M. R., Dodd P. E., Draper B. L., Flores R. S. Challenges in Hardening Technologies Using Shallow-Trench Isolation // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1998. Vol. 45, N 6. P. 2584–2592.
Мещуров О. В., Таперо К. И., Емельянов В. В. и др. Дозиметрический контроль на борту космических аппаратов с
помощью МДП-дозиметров // Вопросы атомной науки и
техники. Сер.: Физика радиационного воздействия на радиоэлектронную аппаратуру. 2003. Вып. 4. С. 34–38.
Мещуров О. В., Емельянов В. В., Таперо К. И., Филимонов А. В., Артемов А. Д. Исследование радиационной стойкости оптоэлектронных приборов // Научно-техн. сб. «Радиационная стойкость электронных систем». 2005. Вып. 8.
С. 169–170.
71. Романенко А. А. Влияние ионизирующего излучения низкой интенсивности на биполярные изделия электронной
техники // Вопросы атомной науки и техники. Сер.: Физика радиационного воздействия на радиоэлектронную аппаратуру. 2002. Вып. 4. С. 121–132.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Список литературы
295
72. Pease R. L., Cohn L. M., Fleetwood D. M. et al. A Proposed
Hardness Assurance Test Methodology for Bipolar Linear
Circuits and Devices in Space Ionizing Radiation Environment
// IEEE Trans. Nucl. Sci. 1997. Vol. 44, N 6. P. 1981–1988.
73. Малышев М. М., Малинин В. Г., Ванин В. И. Оценка ресурса изделий электронной техники в условиях низкоинтенсивного облучения // Вопросы атомной науки и техники. Сер.: Физика радиационного воздействия на радиоэлектронную аппаратуру. 1998. Вып. 1–2. С. 25–130.
74. Johnston A. H., Swift G. M., Rax B. G. Total Dose Effects in
Conventional of Bipolar Transistors and Linear Microcircuts
on Applied Dose Rate // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1994. Vol. 41,
N 6. P. 2544.
75. Witczak S. C., Schrimpf R. D., Galloway K. F. et al. Accelerated Tests for Simulating Low Dose Rate Gain Degradation of
Lateral and Substrate pnp Bipolar Junction Transistors //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1996. Vol. 43, N 6. P.3151–3160.
76. Witczak S. C., Schrimpf R. D., Fleetwood D. M. et al. Hardness
Assurance of Bipolar Junction Transistors at Elevated
Irradiation Temperatures // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1997.
Vol. 44, N 6. P. 1989–2000.
77. Насибуллин В. Ш., Емельянов В. В., Жуков Ю. Н. Корреляция радиационных повреждений при низкоинтенсивном
облучении и облучении при повышенной температуре //
Вопросы атомной науки и техники. Сер.: Физика радиационного воздействия на радиоэлектронную аппаратуру. 1998.
Вып. 3–4. С. 30–36.
78. Johnston A. H., Lee C. I., Rax B. G. Enhanced Damage in
Bipolar Devices at Low Dose Rates: Effects at Very Low Dose
Rates // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1996. Vol. 43, N 6.
P. 3049–3059.
79. Carriere T., Ecoffet R., Poirot P. Evaluation of Accelerated
Total Dose Testing of Linear Bipolar Circuits // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 2000. Vol. 47, N 6. P. 2350–2357.
80. Зольников В. К. Исследование деградации электропараметров ИС биполярного технологического исполнения при воздействии гамма-излучения малой мощности // Вопросы
атомной науки и техники. Сер.: Физика радиационного воздействия на радиоэлектронную аппаратуру. 1998. Вып.
1–2. С. 53–55.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
296
Список литературы
81. Witсzak S. С., Lacoe R. C., Shaneyfelt M. R. et al. Implications
of Radiation-Induced Dopant Deactivation for npn Bipolar
Junction Transistors // IEEE Trans. Nucl. Sci. 2000. Vol. 47,
N 6. P. 2281–2288.
82. Colinge J. P. Hardening Integrated Circuits against Radiation
Effects // RADECS-97 Short Course. 1997.
83. Koga R. et al. On the Suitability of Non-Hardened High Density SRAMs for Space Applications // IEEE Trans. Nucl. Sci.
1991. Vol. 38. P. 1507.
84. Dufour C. et al. Heavy-Ion Induced Single Hard Errors on Submicronic Memories // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1992. Vol. 39.
P. 1693.
85. Oldham T. R. et al. Total-Dose Failures in Advanced
Electronics from Single Ions // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1993.
Vol. 40. P. 1820.
86. Duzellier S. et al. Protons & Heavy Ions Induced Stuck Bits on
Large Capacity RAMs // RADECS-93 Proceedings. 1994.
P. 468.
87. Swift G. M. et al. A New Class of Single Event Hard Errors //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1994. Vol. 41. P. 2043.
88. Test Procedures for the Measurement of Single-Event Effects
in Semiconductor Devices from Heavy Ion Irradiation,
Electronic Industries Association, Engineering Department,
Standard EIA/JESD57, December 1996.
89. Таперо К. И., Емельянов В. В., Удалов А. В. и др. Разработка
и апробация методики испытаний мощных МДП-транзисторов на чувствительность к одиночным необратимым событиям при воздействии тяжелых заряженных частиц и
протонов // Вопросы атомной науки и техники. Сер.: Физика радиационного воздействия на радиоэлектронную аппаратуру. 2004. Вып. 3–4. С. 65–70.
90. Ronald J. L., Schrimpf D., Massengill L. et al. Circuit-Level
Model for Single Event Burnout in N-channel Power
MOSFEET’s // RADECS’99 Workshop. 1999. P. 173–179.
91. Waskiewics A. E., Groninger J. W., Strahan V. H. Burnout of
Power MOS Transistors with Heavy Ions of Californium-252
// IEEE Trans. Nucl. Sci. 1986. Vol. 33. P. 1710.
92. Carley D. R., Wheatley C. F., Titus J. L., Burton D. I. Power
MOSFET’s Hardened for Single Event Effects in Spase //
RADECS’96 Proceedings. 1997. P. 253.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Список литературы
297
93. Johnson G. H., Palau J. M., Dachs C. et al. A Review of the
Techniques Used for Modeling Single-Event Effects in Power
MOSFET’s // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1996. Vol. 43, N 2. P. 546.
94. Sexton F. W., Fleetwood D. M., Shaneyfelt M. R. et al. SingleEvent Gate Rupture in Thin Gate Oxides // IEEE Trans. Nucl.
Sci. 1997. Vol. 44, N 6. P. 2345.
95. Mouret I., Calvet M. C., Calvet P. et al. Experimental Evidence of the Temperature and Angular Dependence in SEGR //
RADECS’95, Third European Conf. Radiation and Its Effects
on Components and Systems, 1995.
96. Titus J. L., Weatley C. F. Experimental Studies of SEGR and
SEB in Vertical Power MOSFETs // IEEE Trans. Nucl. Sci.
1996. Vol. 43. N 2. P. 533–545.
97. Mouret I., Allenspach M., Schrimpf R. D. et al. Temperature
and Angular Dependence of Substrate Response in SEGR //
IEEE Trans. Nucl. Sci. 1994. Vol. 41, N 6. P. 2216.
98. Titus J. L., Weatley C. F., Burton D. I. et al. Impact of Oxide
Tthickness on SEGR Failure in Vertical Power MOSFETs;
development of a semi-empirical expression // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1995. Vol. 42, N 6. P. 1928.
99. Koga R., Kolasinski W. Heavy Ion Induced Snapback in CMOS
Devices // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1989. Vol. 36. P. 2367.
100. Dodd P. E. et al. Single-Event Upset and Snapback in Siliconon-Insulator Devices and Integrated Circuits // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 2000. Vol. 47. P. 2165.
101. Turflinger T. L. Sengle-Event Effects in Analog and MixedSignal Integrated Circuits // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1996.
Vol. 43, N 2. P. 594.
102. Xapsos M. A. Applicability of LET to Single Events in Microelectronic Structures // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1992. Vol. 39,
N 6. P. 1613.
103. РД В 319.03.38–2000. 22 ЦНИИИ МО, 2000.
104. Pickel J. C. Single-Event Rate Calculations // IEEE Trans.
Nucl. Sci. 1996. Vol. 43, N 2. P. 483.
105. Petersen E. L. Approaches to Proton Single-Event Rate Calculations // IEEE Trans. Nucl. Sci. 1996. Vol. 43, N 2. P. 496.
106. Klein C. A. Bandgap Dependance and Related Features of
Radiation Ionization energies in Semiconductors // J. Appl.
Phys. 1968. Vol. 39, N 4. P. 2029–2038.
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Список сокращений
ELDRS — повышенная чувствительность при низкой интенсивности излучения (Enhanced Low Dose Rate
Sensitivity)
EOT
— эквивалентная толщина оксида (Equivalent Oxide
Thickness)
RILC
— радиационно-индуцированный ток утечки (Radiation-Induced Leakage Current)
RNO
— переокисленный азотированный оксид (Reoxidized
Nitrided Oxide)
SEB
— одиночный эффект выгорания (Single Event
Burnout)
SEFI
— одиночный эффект функционального прерывания
(Single Event Functional Interrupt)
SEGR
— одиночный эффект пробоя подзатворного диэлектрика (Single Event Gate Rupture)
SEHE
— одиночный микродозовый эффект (Single Event
Hard Error)
SEL
— одиночные события радиационного защелкивания (Single Event Latchup)
SES
— одиночный эффект вторичного пробоя (Single
Event Snappback)
SET
— переходная ионизационная реакция, вызванная
попаданием ионизирующей частицы в чувствительную область микросхемы (Single Event
Transient)
SEU
— одиночные обратимые сбои (Single Event Upset)
SILC
— ток утечки, вызванный электрическим полем в
оксиде (Stress-Induced Leakage Current)
STI
— изоляция с использованием поверхностных канавок (Shallow-Trench Isolation)
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Список сокращений
299
АЦП
— аналого-цифровой преобразователь
БИС
— большая интегральная схема
БТ
— биполярный транзистор
ВАХ
— вольт-амперная характеристика
ВФХ
— вольт-фарадная характеристика
ГКЛ
— галактические космические лучи
ДОЗУ
— динамическое оперативное запоминающее устройство
ИИ
— ионизирующее излучение
ИС
— интегральная схема
КА
— космический аппарат
КМОП
— комплементарные структуры металл— оксид—
полупроводник
КНИ
— кремний на изоляторе
КП
— космическое пространство
ЛПЭ
— линейные потери энергии
МДП
— металл—диэлектрик—полупроводник
МНОП
— металл—нитрид—оксид—полупроводник
МОП
— металл—оксид—полупроводник
ННЗ
— неосновные носители заряда
ОЗЧ
— отдельные заряженные частицы
ОПЗ
— область пространственного заряда
ОС
— одиночные события
ОЯЧ
— отдельные ядерные частицы
ПЗУ
— постоянное запоминающее устройство
ПП
— полупроводниковые приборы
ПС
— поверхностные состояния
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
300
Список сокращений
РД
— радиационный дефект
РПЗ
— радиационные пояса Земли
РТП
— радиационно-технологические процессы
РЭА
— радиоэлектронная аппаратура
СКЛ
— солнечные космические лучи
СОЗУ
— статическое оперативное запоминающее устройство
ТЗЧ
— тяжелые заряженные частицы
ТТЛ
— транзисторно-транзисторная логика
ЦАП
— цифроаналоговый преобразователь
ЭПР
— электронный парамагнитный резонанс
ЭРИ
— электрорадиоизделия
ЯВ
— ядерный взрыв
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Оглавление
Введение . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
Глава 1. Основы физики взаимодействия ионизирующих
излучений с полупроводниками. . . . . . . . . . . . . . . . . 7
1.1.
Краткое описание радиационных характеристик
в окружающем пространстве . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
1.1.1. Радиационные условия в космическом
пространстве. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8
1.1.2. Ионизирующие излучения ядерного взрыва . . . . . . . . 13
1.1.3. Ионизирующие излучения атомных
электростанций . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
1.2.
Величины, характеризующие ионизирующее
излучение и его взаимодействие с веществом . . 17
1.2.1. Характеристики ионизирующего излучения
и его поля . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
1.2.2. Характеристики взаимодействия ионизирующего
излучения с веществом. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
1.2.3. Дозиметрические величины и единицы . . . . . . . . . . . . 21
1.2.4. Характеристики изотопных источников
ионизирующих излучений . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 25
1.3.
Физические процессы при взаимодействии
ионизирующих излучений с материалами
электронной техники . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
1.3.1. Первичные радиационные эффекты
в полупроводниковых материалах. . . . . . . . . . . . . . . . . 27
1.3.2. Смещение атомов из узлов решетки
при воздействии ионизирующих излучений . . . . . . . . 29
1.3.3. Ионизация при воздействии проникающей
радиации на полупроводниковые материалы . . . . . . . 44
1.3.4. Ядерные превращения при воздействии
ионизирующих излучений . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
1.3.5. Термостабильные радиационные центры
в полупроводниках . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
1.3.6. Изменение электрофизических параметров
полупроводников при радиационном облучении . . . . 61
Глава 2. Изменение электрофизических параметров
биполярных приборных структур в результате
введения структурных дефектов
при радиационном облучении . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
2.1.
Диодные структуры. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
302
2.2.
2.3.
Оглавление
Транзисторные структуры . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72
Устойчивость радиационных изменений
электрических параметров полупроводниковых
приборов . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
Глава 3. Дозовые ионизационные эффекты в структуре
Si/SiO2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
3.1.
Особенности строения структуры Si/SiO2 . . . . . . 82
3.1.1. Особенности строения диоксида кремния . . . . . . . . . . 82
3.1.2. Особенности строения границы раздела Si/SiO2 . . . . . 88
3.1.3. Влияние водорода и водородсодержащих
соединений на свойства структуры Si/SiO2 . . . . . . . . . 92
3.2.
Методы исследований заряда в оксиде
и плотности поверхностных состояний . . . . . . . . 96
3.2.1. Метод вольт-фарадных характеристик. . . . . . . . . . . . . 96
3.2.2. Метод подпороговых вольт-амперных
характеристик . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100
3.2.3. Методы, основанные на измерении надпороговой
вольт-амперной характеристики транзисторов . . . . 103
3.2.4. Метод накачки заряда . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
3.3.
Накопление и релаксация зарядов в структуре
Si/SiO2 при радиационном облучении
и отжиге. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106
3.3.1. Общее описание процессов накопления заряда
в структурах Si/SiO2 при радиационном
облучении . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106
3.3.2. Выход заряда . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
3.3.3. Перенос дырок через SiO2 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 112
3.3.4. Накопление и нейтрализация заряда
на ловушках в оксиде . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 116
3.3.5. Механизм нейтрализации заряда в оксиде . . . . . . . . 122
3.3.6. Особенности накопления поверхностных состояний
при радиационном облучении . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 125
3.3.7. Латентное накопление поверхностных состояний . . 132
3.3.8. Накопление поверхностных состояний
в зависимости от интенсивности излучения . . . . . . . 134
3.3.9. Отжиг поверхностных состояний . . . . . . . . . . . . . . . . 137
3.3.10. Механизм накопления поверхностных состояний . . 138
3.3.11. Граничные ловушки . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145
Глава 4. Влияние космической радиации
на характеристики приборов и микросхем,
изготовленных на основе МОП-структур . . . . . 149
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Оглавление
4.1.
4.2.
4.3.
4.4.
4.5.
4.6.
303
Изменение характеристик МОП-транзисторов
и логических КМОП-элементов
при радиационном облучении . . . . . . . . . . . . . . . 149
Влияние конструктивно-технологических
характеристик на радиационную стойкость
МОП-структур . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 156
Радиационные эффекты в МОП-структурах
с ультратонкими оксидами . . . . . . . . . . . . . . . . . 159
Некоторые особенности дозовых
радиационных эффектов в МДП-структурах
с альтернативными диэлектриками . . . . . . . . . 163
Влияние полевых оксидов
на радиационную стойкость ИС . . . . . . . . . . . . . 168
Особенности проявления дозовых радиационных
эффектов в микросхемах, изготовленных
по КНИ-технологии. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 173
Глава 5. Особенности радиационных испытаний
приборов и микросхем на основе МОПи КМОП-структур . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184
5.1.
Корреляция между отдельными
транзисторами и микросхемами. . . . . . . . . . . . . 184
5.2.
Наихудший электрический режим . . . . . . . . . . 187
5.3.
Влияние на радиационную стойкость
высокотемпературной нагрузки перед
облучением . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 195
5.4.
Выбор источников ионизирующих излучений
при проведении радиационных испытаний
МОП и КМОП ИС . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 199
5.5.
Процедуры радиационных испытаний,
учитывающие влияние факторов
низкой интенсивности облучения . . . . . . . . . . . 204
Глава 6. Особенности деградации биполярных приборов
и микросхем при воздействии
низкоинтенсивного ионизирующего
излучения (эффект ELDRS) . . . . . . . . . . . . . . . . . . 210
6.1.
Влияние интенсивности излучения
на радиационный отклик
биполярных транзисторов . . . . . . . . . . . . . . . . . . 211
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
304
6.2.
6.3.
6.4.
6.5.
Оглавление
Влияние интенсивности излучения
на радиационный отклик биполярных
интегральных схем . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 219
Физические модели эффектов
низкоинтенсивного облучения
биполярных приборов и микросхем. . . . . . . . . . 225
Проблема экспериментального моделирования
воздействия излучений низкой интенсивности
на биполярные изделия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 227
Выводы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231
Глава 7. Одиночные события в БИС при воздействии
отдельных заряженных частиц космического
пространства . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 233
7.1.
Основные виды и классификация
одиночных событий . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 234
7.1.1. Краткое описание основных видов ОС. . . . . . . . . . . . . 235
7.1.2. Основные параметры чувствительности
полупроводниковых приборов и микросхем
к одиночным событиям . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 246
7.2.
Физические процессы, приводящие
к возникновению одиночных событий . . . . . . . 252
7.2.1. Общее описание процессов
возникновения одиночных событий . . . . . . . . . . . . . . 252
7.2.2. Образование носителей заряда (ионизация) . . . . . . . 257
7.2.3. Рекомбинация неравновесных носителей заряда . . . 264
7.2.4. Перенос неравновесных носителей . . . . . . . . . . . . . . . 270
7.2.5. Сбор заряда . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 273
7.3.
Экспериментальные методы исследования
чувствительности изделий полупроводниковой
электроники к одиночным событиям
при воздействии тяжелых заряженных частиц
и протонов . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 279
7.3.1.
7.3.2.
7.3.3.
7.3.4.
Эксперименты на ускорителях протонов . . . . . . . . . . 280
Эксперименты на ускорителях ионов . . . . . . . . . . . . . 282
Эксперименты с изотопными источниками . . . . . . . . 286
Эксперименты с использованием ионных
микропучков . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 288
7.3.5. Эксперименты с использованием имитаторов . . . . . . 288
Список литературы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 289
Список сокращений . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 298
Copyright ОАО «ЦКБ «БИБКОМ» & ООО «Aгентство Kнига-Cервис»
Научное электронное издание
Таперо Константин Иванович
Улимов Виктор Николаевич
Членов Александр Михайлович
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В КРЕМНИЕВЫХ
ИНТЕГРАЛЬНЫХ СХЕМАХ КОСМИЧЕСКОГО ПРИМЕНЕНИЯ
Ведущий редактор И. Я. Ицхоки
Художник С. Инфантэ
Технический редактор Е. В. Денюкова
Компьютерная верстка: Л. В. Катуркина
Подписано в печать 13.12.11. Формат 60×90/16.
Усл. печ. л. 19.
Издательство «БИНОМ. Лаборатория знаний»
125167, Москва, проезд Аэропорта, д. 3
Телефон: (499) 157-5272
e-mail: binom@Lbz.ru, http://www.Lbz.ru
Системные требования: процессор Intel с тактовой частотой от 1,3 ГГц и выше;
операционная система Microsoft Windows XP, Vista или Windows 7; от 256 Мб
оперативной памяти; от 260 Мб свободного пространства на жестком диске;
разрешение экрана не ниже 1024×768; программа Adobe Reader не ниже X.
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа