Методы контроля параметров полевых транзисторов, подвергающихся нейтронному воздействию тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 05.11.13, кандидат наук Венедиктов Максим Михайлович

• Венедиктов Максим Михайлович
• кандидат наук
• 2018

Оглавление диссертации кандидат наук Венедиктов Максим Михайлович

Оглавление

Введение

Глава 1. Особенности и моделирование физических процессов в

СаАэ и 81 полевых транзисторах, подвергающихся нейтронному воздействию.

1.1 Обзор физических эффектов в ОаАБ и полевых транзисторах

1.2 Моделирование физических процессов в СаАБ полевых транзисторах, подвергающихся нейтронному воздействию с учётом ^ ионизации

41

Выводы к Главе I

Перечень цитированных источников к введению и главе I

Глава 2. Расчетно-экспериментальный метод контроля

параметров полевых СВЧ транзисторов Шоттки «до» и «после» нейтронного воздействия

2.1 Метод контроля коэффициентов усиления и шума транзисторов 49 на основе комплекса физико-топологических численной и аналитической моделей полевых транзисторов Шоттки «до» и

«после» воздействия нейтронного излучения

2.1.1 Математическая модель и методы экспериментальных 55 исследований

2.1.2 Сравнение результатов эксперимента и расчета

2.2 Обработка экспериментальных данных с применением

. г

доверительной области.

Выводы к Главе

Перечень цитированных источников к Главе

Глава 3. Расчетно-экспериментальный метод контроля коэффициента шума полевых СВЧ транзисторов Шоттки «в момент» нейтронного воздействия

3.1 Исследование поведения полевых транзисторов Шоттки «в

момент» воздействия нейтронного излучения

3.2 Описание и практическая реализация расчетно-экспериментального метода определения коэффициента шума СВЧ полевых транзисторов Шоттки «в момент» нейтронного облучения

на основе физико-топологического моделирования.

Выводы к Главе

Перечень цитированных источников к Главе

Глава 4. Расчетно-экспериментальный метод контроля сечения

сбоев интегральных схем при стационарном нейтронном воздействии в области малых значений энергий частиц

4.1 Оценка вероятности сбоя ИС при воздействии тяжёлых заряженных частиц и быстрых нейтронов с использованием физико - топологического моделирования

4.2 Метод определения минимального значения флюенса частиц, достаточного для генерации сбоев ОаАБ СВЧ и КНИ КМОГТ

интегральных схем при стационарном нейтронном облучении

Выводы к Главе

Перечень цитированных источников к Главе

Заключение

Список сокращений и условных обозначений

Приложение: Акт внедрения результатов диссертации №

Введение

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Методы контроля параметров полевых транзисторов, подвергающихся нейтронному воздействию»

Актуальность темы

Электронная компонентная база, разработанная для использования в аппаратуре военного и космического применения, должна обладать стойкостью к воздействию различных видов радиации [1-6]. Традиционно в технической документации, технических условиях и справочниках на полупроводниковые приборы и интегральные схемы, указываются конкретные уровни стойкости в определённых единицах, характеризующих максимальную стойкость к радиационному воздействию. Однако при разработке радиоэлектронной аппаратуры, к которой предъявляются требования по стойкости, сопоставимые или выше уровня стойкости полупроводниковых приборов, указанной информации недостаточно. Разработчики аппаратуры нуждаются в методах контроля и обработки информации о характере поведения электронных компонентов до, в момент и после воздействия радиации. Такие методы контроля и обработки экспериментальных данных позволяют обоснованно реализовывать при проектировании аппаратуры программные и схемотехнические решения с целью повышения радиационной стойкости, ограничивающие ток или отключающие питание проблемных полупроводниковых приборов и ИС на время действия различных видов радиации т.е. решения, позволяющие повысить уровень стойкости радиотехнической аппаратуры в целом.

Разработанность

В последние годы проблеме разработки новых методов контроля поведения полупроводниковых приборов подвергающихся нейтронному облучению и совершенствования имеющихся методов уделяется повышенное внимание. Работы Таперо К.И., Громова Д.В., Никифорова А.Ю., Скоробогатова П.К., СтрихановаМ.Н., Тельца В.А., Чумакова А.И., Елесина В.В и др. в значительной степени освещают проблемы контроля и прогнозирования поведения

электрорадиоизделий в условиях радиационного воздействия. В этих работах отражен характер взаимодействия полупроводникового материала с быстрыми нейтронами и тяжёлыми заряженными частицами. В работах Оболенского C.B., Пузанова A.C., Волковой Е.В., Демариной Н.В., Тарасовой Е.А с применением физико-топологического моделирования показаны подходы, используемые для получения информации о параметрах полупроводникового прибора, подвергающегося радиационному воздействию.

Однако в работах этих ученых не рассматриваются:

1. Эффект изменения параметров полупроводниковых приборов после нейтронного воздействия не только в сторону ухудшения, но и в сторону улучшения за счёт повышенной (до облучения) концентрации активных доноров в канале прибора, а также подходы к контролю параметров полевых транзисторов, с возможностью их последующей разбраковки, с использованием физико -топологического моделирования.

2. Способы контроля изменения коэффициента шума GaAs СВЧ полевых транзисторов Шоттки в момент нейтронного воздействия с использованием физико - топологического моделирования.

3. Сбои при нейтронном облучении, процедура определения минимального значения флюенса нейтронов, достаточного для генерации сбоев, а также способы контроля токов затвора и стока полевых нанотранзисторов с длиной канала 30-300 нм в момент нейтронного облучения, с использованием физико - топологического моделирования.

Значительный интерес представляет исследование GaAs СВЧ полевых транзисторов с затвором Шоттки, которые широко применяются в радиоэлектронной аппаратуре [7-14]. Следует отметить, что основным поражающим специальным фактором для GaAs СВЧ полевых транзисторов с затвором Шоттки является нейтронное излучение (1... 14 МэВ). Указанное выше, обусловило выбор трех направлений исследований, проведенных в диссертации в области контроля: 1) параметров полевых СВЧ транзисторов Шоттки до и после нейтронного воздействия [15, 16, 18, 21]; 2) коэффициента шума полевых СВЧ

транзисторов Шоттки в момент нейтронного воздействия [19]; 3) сечения сбоев интегральных схем при стационарном нейтронном воздействии в области малых значений энергий частиц [17, 20 - 22].

Работы по первому направлению проводились с целью определения возможности: 1) улучшения параметров СаАБ СВЧ транзисторов после нейтронного воздействия; 2) сокращения объёма выборки транзисторов для испытаний; 3) разбраковки всей партии на основе результатов обработки экспериментальных данных малой выборки образцов.

Второе направление работ было обусловлено проблемами, связанными с определением коэффициента шума СВЧ полевых транзисторов в момент и непосредственно после воздействия импульса нейтронного излучения. В случае невозможности проведения измерений коэффициента шума из-за больших потерь в сигнальных линиях (20 метров и более), использующихся при испытаниях на моделирующих установках, нормативная документация предписывает контролировать указанный параметр до и после воздействия нейтронов. Но для разработчиков аппаратуры этого недостаточно. Зачастую бывает необходимо реализовать определенный «запас» по критическим параметрам устройства, содержащего СВЧ полевые транзисторы Шоттки, в момент нейтронного облучения, так чтобы выполнить условия технического задания. Поэтому, необходим расчетно-экспериментальный метод контроля коэффициента шума транзисторов в момент нейтронного облучения.

Актуальность третьего направления исследований обусловлена имеющимися литературными данными [12] о том, что у интегральных схем зарубежных изготовителей при уменьшении топологических норм изготовления от субмикронных (0,35 мкм) к нанометровым (60 нм и менее) наблюдается увеличение интенсивности сбоев от нейтронного облучения, а также при воздействии тяжелых заряженных частиц (ТЗЧ). Причём, при малых энергиях ТЗЧ экспериментальная регистрация сбоев является серьёзной проблемой, так что затруднено определение сечения сбоя и минимального потока частиц, вызывающего сбой. Следовательно, очевидна необходимость контроля

вероятности сбоев как GaAs, так и Si интегральных схем на основе анализа величины критического заряда электронов и дырок, возникающих при воздействии ТЗЧ и нейтронов в активной области GaAs и Si полевых транзисторов.

Цель диссертационной работы

Разработка и практическое применение новых методов контроля физических процессов в полевых СВЧ транзисторах Шоттки, подвергающихся стационарному и импульсному нейтронному воздействию, с учётом процессов ионизации полупроводниковой структуры.

Методы исследования

В основе всех методов контроля, разработанных в диссертации, лежит комплексный подход с использованием физико - топологического моделирования с применением аналитической и численной моделей. Инструментами теоретических исследований являются математическая статистика и анализ, методы радиационной физики полупроводниковых приборов. Экспериментальная часть работы была выполнена на базе РФЯЦ ВНИИЭФ и РФЯЦ ВНИИТФ на ядерных реакторах, генерирующих импульсное и непрерывное нейтронное излучение, а также в АО «НПП Салют» на анализаторах Agilent с конвекторами. Привлекалась информация, полученная на ускорителях ТЗЧ.

Научная новизна

1. Предложен расчетно-экспериментальный метод контроля влияния нейтронного облучения на статические и ВЧ параметры GaAs полевых транзисторов Шоттки с использованием комплекса из аналитической и численной физико топологических моделей. Экспериментально зарегистрировано увеличение коэффициента усиления и уменьшение коэффициента шума полевых транзисторов после нейтронного облучения для транзисторов с повышенной (до облучения) концентрацией активных доноров в канале прибора.

2. Предложен расчетно-экспернментальный метод контроля коэффициента шума СаАБ СВЧ полевых транзисторов Шоттки в момент нейтронного воздействия с использованием комплекса из аналитической и численной физико топологических моделей. Получены зависимости коэффициента шума от времени в момент импульсного нейтронного облучения с учетом процессов ионизации при образовании кластеров радиационных дефектов.

3. Предложен расчетно-экспериментальный метод контроля токов затвора и стока полевых нанотранзисторов с длиной канала 30-300 нм в момент нейтронного облучения, с использованием комплекса из аналитической и численной физико -топологических моделей. Определены пороги сбоев интегральных схем при стационарном нейтронном облучении в области малых значений линейных потерь энергии атомов отдачи.

Практическая значимость

Достигнут технический эффект, заключающийся в определении: 1) особенностей поведения полевых СВЧ транзисторов в момент и после нейтронного облучения; 2) статистических характеристик распределения параметров облученных изделий в партии. Предложен подход к разбраковке партии транзисторов и интегральных схем по уровню радиационной стойкости на основе экспериментальных данных статистически значимой выборки образцов.

Данная информация позволяет повысить эффективность разработки, изготовления и применения полевых транзисторов и интегральных схем. Экономический эффект заключается в уменьшении объёма исследований и испытаний на этапе макетирования при разработке, сокращения количества итераций схемотехнической реализации радиационностойкой аппаратуры.

Практическое использование

Предложенные в работе методы контроля были успешно использованы при выполнении опытно - конструкторских работ (ОКР «Веер», ОКР «Пирит») в филиале РФЯЦ ВНИИЭФ «НИИИС им. Ю.Е. Седакова» для параметрического

мониторинга и обработки экспериментальных данных (акт внедрения результатов диссертации № 195-95-29-2920-181).

Обоснованность и достоверность результатов работы

Обоснованность и достоверность результатов работы доказывается:

- применением современной, аттестованной и поверенной измерительной аппаратуры, оснастки и специальных экспериментальных методов исследования;

- применением современных методов теоретического анализа и вычислительных методик моделирования физических процессов в полупроводниковых приборах;

апробацией предложенных физико - математических моделей, экспериментальных подходов и методов обработки экспериментальных данных на международных, всероссийских и региональных конференциях.

Апробация работы

Материалы по теме диссертационной работы докладывались и обсуждались на международных, всероссийских и региональных конференциях:

Международная научно-техническая конференция «Информационные системы и технологии», Н.Новгород, ИСТ, СЕКЦИЯ 1 Радиотехнические системы и устройства, 2014г.;

20-я научная конференция по радиофизике, Н.Новгород, ННГУ им. Н.И.Лобачевского, Радиофизический факультет, Секция «Электроника», 2016г.

19-я Всероссийская научно - техническая конференция «Радиационная стойкость электронных систем» ФГУП «НИИП», Московская обл., г. Лыткарино, 2016г.

Международная научно-техническая конференция «Информационные системы и технологии», Н.Новгород, ИСТ, СЕКЦИЯ 1 Радиотехнические системы, 2016г.

Международная конференция «Нанофизика и наноэлектроника», г. Нижний Новгород, 2018г.

Личный вклад автора

Вклад автора при разработке методов контроля является определяющим с точки зрения постановки задачи, проведения расчетов и анализа полученных результатов. Основные результаты по анализу и разработке расчётно -экспериментальных методов контроля и оценки параметрических изменений критериальных параметров полевых транзисторов при нейтронном воздействии получены автором лично или при его непосредственном участии.

Публикации

По теме диссертации опубликовано 14 работ, из них 4 статьи в журналах, входящих в «Перечень рецензируемых научных изданий, в которых должны быть опубликованы основные научные результаты диссертаций на соискание учёной степени кандидата наук, на соискание учёной степени доктора наук». Получено 2 патента на изобретения.

Положения, выносимые на защиту

Предложенные расчётно-экспериментальные методы контроля позволяют:

1. Прогнозировать увеличение коэффициента усиления и снижение коэффициента шума полевых СВЧ транзисторов Шоттки после воздействия нейтронного излучения.

2. Определить коэффициент шума СаАБ полевых СВЧ транзисторов Шоттки в момент воздействия нейтронного излучения.

3. Определить минимальное значение потока нейтронов, необходимого для возникновения сбоя интегральных схем в области малых линейных потерь энергии атомов отдачи.

Глава 1. Особенности и моделирование физических процессов в СаАэ и 81 полевых транзисторах, подвергающихся нейтронному воздействию.

Показаны особенности взаимодействия радиагщонного излучения с арсенидом галлия и кремнием, которые необходимо учитывать при создании радиащонно-стойких полупроводниковых приборов арсенидогаллиевой технологии, физические эффекты в (к/А* и Х/ интегральных схемах при воздействии тяжелых заряженных частиц и нейтронов, а также пргищипы моделирования транспорта носителей заряда в (¡а Ах субмикронных структурах при радиационном воздействии.

Рассмотрены аналитические и численные физико-топологические модели полевых транзисторов, а также методы моделирования прсщессов транспорта электронов в канале полевых транзисторов и определения их статических и ВЧ параметров с учетом радиаг^ионного воздействия. Проведено сравнение данной работы с результатами статей и монографий других авторов.

1.1 Обзор физических эффектов в СаАэ и 81 полевых транзисторах

Нейтроны, проходя через кристалл, испытывают рассеяние на атомах, обусловленное ядерными силами. При этом атомам передается энергия, максимальное значение которой можно получить из формулы

Ег = 4 Е0МнМа/ (Мн+Ма)2, (1Л)

где Е0 - энергия нейтрона, Е1 - энергия, переданная атому, Мн - масса нейтрона, Ма - масса атома. Подставляя в (1.1) значение Е0= 1 МэВ, типичное для нейтронного излучения, получаем Е1=50 КэВ, что существенно превышает энергию образования одного точечного дефекта [23] Е = 10 -е- 25 эВ, поэтому результатом рассеяния нейтрона на ядре будет каскад столкновений, приводящих к образованию дефектов. Согласно расчетам [24], радиус дефектной зоны

20 3

будет составлять 20 нм, а плотность дефектов - 10 см" . Поскольку нейтроны передают атомам кристаллической решетки достаточно большую энергию, то в кристалле генерируются самые разнообразные радиационные центры [25, 26].

Образуется комплекс дефектов, наблюдаемых при облучении СаАБ и электронами различных энергий. Из литературы следует, что в дефектных областях число свободных носителей должно уменьшаться, а вероятность их рассеяния увеличивается. При макро анализе свойств кристалла появление таких областей можно трактовать как уменьшение средней концентрации свободных носителей п и их подвижности ц. Этот принцип будет справедлив, пока геометрические размеры исследуемых структур значительно превышают размеры областей. Закономерности деградации п и ц в объемном ОаАБ и эпитаксиальных пленках хорошо известны и описываются следующими соотношениями:

п = п0(1 - аФ), а=7,2-104по"0 77, 2)

где ц, - начальная концентрация свободных электронов, п - концентрация

где |и0 ~ начальная подвижность электронов, ц - подвижность электронов после воздействия нейтронов.

Выражения (1.2) и (1.3) справедливы при малых значениях Ф (а-Ф«1, Ь-Ф«1). Деградация п в случае аФ»1 изучалась в работе [25].Значения п получались путем измерения коэффициента отражения света. Результаты представлены на Рис. 1.1. Полученная зависимость описывается соотношением

Менее ясна ситуация с изменением п и р в слоях ОаАБ, легированных с помощью ионной имплантации. Здесь налицо противоречие в результатах работ разных групп. Так, в [27] для деградации п было получено соотношение 1.5

электронов после воздействия нейтронов, Ф - доза нейтронного облучения; ц= |и0 (1 + ЬФ)"1, Ь = 7,8-10"6по"064,

(1.3)

(1.4)

"А»ч-

0.80,5

№

{/п-йпЫФ

%

10

10'*

ю'5 ю" ю" 10" Ф,Н/т*

10

-п

10

№

10'

Ф, Н/с*

Рис. 1.1 Дозовая зависимость концентрации свободных электронов в ОаАБ с п= 4,5-1018 (1) и 1018 см"3 (2)

[270шибка! Закладка не определена.]

п = п0(1 -аФ), а= 1,91-104по"133.

Рис. 1.2 Зависимость скорости деградации концентрации носителей в СаАБ от Ф, полученные при облучении быстрыми нейтронами [270шибка! Закладка не определена ], на ЭПИТакСИЭЛЬНЫХ

(1) и на имплантированных (2, 3) слоях

(1.5)

17 3

Для п=10 см" это дает почти в 20 раз большую скорость деградации концентрации носителей, чем по выражению (1.5). Значения п измерялись по эффекту Холла. Зависимости ёп/ёФ (п) для имплантированных слоев и объемного материала представлены на рис. 1.2. В [28] для а было получено другое выражение:

I л-З „ -0.77

(1.6)

а= 2,6-10"3 ц/0 77,

т. е. та же зависимость а(п), что и в объемном ОаАБ, но с коэффициентом пропорциональности в 3,6 раза большим. Деградация п была рассчитана по сдвигу напряжения отсечки в полевом транзисторе с р-п переходом. Для полевых транзисторов с барьером Шоттки и концентрацией электронов в максимуме

17 ^

п=2-10 см" отклонение от (1.6) не превышало 10%. В [29] также исследовалась зависимость п(Ф) в области а-Ф»1. Было получено соотношение: п(Ф)=п0/(1+ аФ).

Согласно (1.2) и (1.3) в объемном ОаАБ п деградирует быстрее, чем ц.

17 3

Действительно, для п=10 см" , Ь/а=1,8. При ионной имплантации наблюдается обратная картина. Так, в [28] полагают, что рост сопротивления образцов в основном обусловлен уменьшением п. В [29] значение п практически не менялось

15 2

при Ф<2-10 н/см , хотя в соответствии с (1.3) оно должно было упасть на 20%. При этом отношение |ы/|ы„ получалось из анализа электрических характеристик полевых транзисторов.

Вопросу о комбинированном воздействии на имплантированные слои нейтронного и гамма-излучения посвящена работа [29]. Исследования были проведены на имплантированных слоях СаАБ со средней концентрацией носителей 7,4-1016 см"3. Гамма-облучение с дозой 2,4-107 рад с точностью до 4% не меняет параметров структуры. Образцы обрабатывались тремя способами: облучением нейтронами, облучением с последующим отжигом при температуре 150°С и, наконец, комбинированным воздействием нейтронов, отжига и гамма-квантов с дозой 2-10 рад. Результаты деградации подвижности носителей в трех случаях показаны на рис. 1.3. Нейтронное облучение слабо меняет подвижность, отжиг убирает даже это слабое изменение, зато гамма-кванты резко уменьшают |ы.

2

" 1 г т-ю~пн/ен*

Рис. 1.3 Зависимость деградации подвижности от нейтронного потока в различных режимах: до отжига (1), после отжига (2), после отжига с последующим гамма-облучением (3) [29]

о 20 40 60 во 100 Лоза , М •рад.

Рис. 1.4 Дозовая зависимость проводимости 5 транзисторов с селективным легированием, взятых из одной партии [29]

Совместное воздействие нейтронов и гамма-квантов приводит к деградации проводимости структур за счет изменения концентрации и подвижности носителей заряда (рис. 1.4). При этом скорость радиационной деградации электрофизических параметров этих слоев зависит от технологии их изготовления - имплантированные слои обладают меньшей стойкостью к нейтронному излучению, чем эпитаксиальные структуры или объемный СаАБ.

При взаимодействии импульсного ИИ и ТЗЧ с полупроводниковым материалом происходит генерация неравновесных электронно-дырочных пар. Скорость ее определяется мощность поглощенной дозы и может быть вычислена по следующей формуле:

С1-8)

\,602Еи '

где р- плотность полупроводникового материала, Рт- мощность поглощенной

дозы (рад/с), Еи - энергия ионизации (эВ); ^ - эффективность ионизации (число

"2

пар на 1 см -1 рад). Для арсенида галлия эффективность ионизации составляет

13 3 1

6,63-10 см" -рад" , что на 50% превышает аналогичную величину для кремния

13 3 1

(4,33-10 см" -рад" ). Арсенид галлия отличает от кремния малое время жизни носителей заряда. При этом значительный вклад в результирующее время жизни вносят процессы излучательной и Оже-рекомбинации, проявляющиеся при повышенной концентрации неравновесных носителей [14] (Рис. 1.5). С учетом указанных эффектов значение времени жизни неравновесных носителей может быть оценено с помощью следующего соотношения:

1 1

Т Т0 Ти Оже

(1.9)

1

где т0 - исходное время жизни, ти = , - время жизни,

В[п0 + Аи)

определяемое процессами излучательной рекомбинации; т0же = г - время

С(Ап)"

жизни, связанное с Оже-рекомбинацией; По, Ап - соответственно, равновесная и неравновесная концентрация носителей.

По сравнению с кремнием, значения коэффициентов рекомбинации которого лежат в диапазоне В=10"12-10"13 см?/с и С=10"36- 10"37 см'Ус, в арсениде галлия процессы излучательной и Оже - рекомбинаций вероятнее и в большей степени влияют на результирующее время жизни носителей заряда.

Рис. 1.5 Зависимости времени жизни от концентрации неравновесных носителей: кривая 1 - т0, кривая 2 - ти, кривая 3 - тимин, кривая 4 - Тоже [14, 29].

Диапазон значений коэффициента безызлучательной рекомбинации С для

29 38 6

арсенида галлия, по различным данным, равен 10" - 10" см /с , поэтому вклад процессов Оже-рекомбинации может проявляться при более низких значениях концентрации неравновесных носителей заряда.

Традиционно моделирование проводились именно так, как описано выше. В настоящее время, в связи с тем, что размер кластера дефектов стал сопоставим с топологическими размерами транзистора (см. рис. 1.6), такое моделирование будет некорректным из-за явно неоднородного распределения дефектов.

340СН2

670 6Н2

1ТНг?

л

Рис. 1.6 Вид транзистора типа НЕМТ. Характерная ширина одного пальца затвора

Зависимости критических потерь энергии и ионизованного заряда, приводящего к сбою, от топологических норм изготовления интегральных схем таковы, что чем меньше нормы, тем меньший заряд может привести к сбою.

Соответственно необходимо физико-топологическое моделирование, поскольку в нём используется геометрия кластеров, которая накладывается на геометрию прибора.

При проведении дорогостоящих радиационных испытаний экспериментальные методы не всегда позволяют получить достоверные данные о поведении ИМС для всех возможных параметров радиационного излучения. Например, при определении минимального сечения сбоев ИМС при облучении частицами малых энергий вероятности сбоев становятся такими малыми, что время реализации эксперимента увеличивается до нескольких месяцев, что на практике неприемлемо. В результате недостаток информации приводит к ошибкам в определении уровня бессбойной работы ИМС.

1.2 Моделирование физических процессов в СаАэ полевых транзисторах, подвергающихся нейтронному воздействию с учётом ионизации

1.2.1. Общий подход к проведению физико-топологического моделирования и формированию методов контроля на его основе

Используя расчёты по модели Госсика [30] можно оценить размеры кластера, а также расстояние между ними, через которое электроны могут проникать «сквозь» кластер, состоящий из нескольких субкластеров скопления точечных дефектов. Важно, что для решения этой задачи не надо подробно исследовать процессы внутри ядра субкластера в СаАБ. Необходимо лишь оценить зависимость потенциала от координаты в области пространственного заряда кластера.

Рис. 1.7. Структура СКРД в полупроводнике п-типа (модель Госсика [30]): радиус внутреннего ядра - г0; радиус поврежденной области - Гь радиус области пространственного заряда - г2; концентрация заряженных радиационных дефектов - Ni; концентрация ионов активных доноров - N2

Согласно модели Госсика [30], в центре находится нейтральное ядро, с дивакансиями, радиуса г0, ядро окружено оболочкой радиуса гь состоящей из комплексов вакансий с примесью (рис. 1.7). Это образование находится внутри области пространственного заряда радиуса г2, размеры которой зависят от концентрации носителей в кристалле. Ранее такая модель применялась для всего КРД целиком [31], но очевидно, что подобный подход может быть применен и для каждого отдельного СКРД. Использование модели Госсика для описания ОПЗ СКРД позволяет получить значительно более точные результаты при моделировании рассеяния горячих электронов на СКРД методом Монте-Карло.

Как при гамма-облучении, так и при нейтронном распределение электронов по энергиям имеет схожий с максвелловским вид, что позволяет использовать квазигидродинамическую модель для анализа процессов в субмикронных полупроводниковых структурах при радиационном облучении. Уравнениями, определяющими перемещения носителей заряда, являются: уравнения Пуассона, баланса энергии, непрерывности и импульса носителей заряда, а также выражения для плотности тока и потока энергии электронов [6]

е1 ад

7„ = -дпб(Рп ) + дУ{р(Ьп )п(Ьп ))■ ], = ./+—; Е = -УК;

сА

а V л/ V / . ,

и = -п(Р„ Жй(Рп) +

сШ1У)6{Гп) = Ё гп(Ж л тр(Рп)

где V - потенциал; п - концентрация электронов; Ы+, Ы-концентрации положительно и отрицательно заряженных ионов (доноров, акцепторов, радиационных дефектов); ^ - плотность электронного и полного тока; |W - плотность потока энергии электронов; \У, W0 - неравновесная и равновесная

энергия электрона соответственно; т\¥- время релаксации энергии; тр - время релаксации импульса; т - эффективная масса электрона; D - коэффициент диффузии электронов; и - дрейфовая скорость электронов; Е - напряженность электрического поля; 8Б - диэлектрическая проницаемость; Бп - флюенс нейтронов; q - абсолютная величина заряда электрона; т - эффективная масса электронов; О - коэффициент генерации носителей заряда при воздействии излучения (учитывается только в момент действия ИИ); Я - коэффициент рекомбинации (для униполярных приборов учитывается в момент и непосредственно после действия ИИ); \Уе - средняя энергия генерируемого электрона (учитывается только в момент действия ИИ). В случае биполярных транзисторов или при моделировании работы прибора в момент нейтронного воздействия в систему уравнений (1.10) необходимо добавить аналогичные уравнения для дырок.

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Венедиктов Максим Михайлович, 2018 год

Исток

Сток

а" с. ¿а А* Затвор

ШЖ / л

и ОаАв — _

и ОаАз \ -*• Барьер Шоттки I Канал 1 1

ДЛИНА КАНАЛА: = 100...300 нм

X, мкм

Рис.3.1 Схема исследуемой структуры ОаАБ (арсенида гилия) ПТШ (полевого транзистора Шоттки).

Проведено экспериментальное и теоретическое исследование

высокочастотных шумов в ПТШ при радиационном воздействии.

В данной главе рассмотрен метод контроля коэффициента шума малошумящих СаАБ СВЧ полевых транзисторов Шоттки в момент нейтронного облучения 1 МэВ). Метод основан на общности физических процессов транспорта электронов, в том числе в условиях наличия радиационных дефектов, формирующихся в момент нейтронного облучения в канале полевого транзистора. Рассеяние электронов на указанных дефектах влияет на дисперсию токов затвора и стока, что заметно влияет на коэффициенты усиления и шума.

Рис.3.2 Блок схема расчетно-эксиериментального метода контроля коэффициента шума СВЧ транзисторов, позволяющий вычислить его значения «в момент» нейтронного воздействия

Благодаря использованию экспериментальных данных о зависимости коэффициента усиления полевого транзистора от времени до, в момент и после нейтронного облучения возможно использование итерационной процедуры определения коэффициента усиления согласно блок-схеме метода-контроля, приведенной на рисунке 3.2. Общий подход к выполнению метода контроля описан в разделе 1.2 первой главы. Блок-схема, приведенная на рисунке 3.2, отличается от блок-схемы на рисунке 1.8, приведенной в первой главе конкретизацией выполняемых измерений и расчетов.

Как показано на блок-схеме метода, в отличие от [6], впервые в данной работе нейтронное воздействие учитывалось не только путем определения изменения концентрации активных доноров и акцепторов, подвижности электронов и дырок, времен релаксации энергии и импульса носителей заряда, но также учитывалась ионизация полупроводника за счет вторичных прсщессов дефектообразования. Благодаря итерационной процедуре удавалось уточнить параметры структуры транзисторов так, что расчетные зависимости коэффициента усиления совпадали с экспериментальными данными с погрешностью, не превышающей погрешности измерения, что являлось критерием остановки итерационной процедуры метода контроля.

Использование комплекса аналитической и численной моделей позволило определить, что основной причиной увеличения коэффициента шума и снижения коэффициента усиления транзисторов являлось изменение концентрации электронов, как из-за изменения концентрации активных доноров, так и за счет ионизационных процессов связанных с разрывом валентных связей атомов при формировании радиационных дефектов. Следует отметить, что аналогичный подход может быть применен и к усилителям на основе СВЧ полевых транзисторов, так как коэффициент шума усилителя в первую очередь определяется входным каскадом, т.е. по сути одним транзистором.

Преимущество использования физико-топологической модели перед аналитическим расчетом состояло в возможности детального анализа процессов транспорта электронов, что позволило выделить наиболее чувствительную к

облучению область полупроводниковой структуры транзистора. Указанное позволяет проводить проектирование транзисторов с повышенным уровнем радиационной стойкости за счет изменения таких параметров структуры как профиль ее легирования донорами.

В связи с тем, что коэффициент усиления транзисторов пропорционален отношению крутизны ВАХ транзистора к емкости его затвора, а коэффициент шума пропорционален обратной величине, то возможен пересчет зависимости коэффициента усиления от времени в коэффициент шума от времени. Если померить коэффициент усиления до, после и в момент облучения, то мы можем рассчитать коэффициент шума в момент облучения. Затем мы можем произвести прогнозную калибровку для уточнения значения Кп в момент воздействия.

Использовались граничные условия смешанного типа - на границах контактов (границах с п+-слоями) задавались значения потенциала, концентрации и энергии носителей. При этом значение потенциала могло быть как фиксированным, так и изменяться в произвольных пределах при моделировании процессов в транзисторе в условиях «большого» сигнала. Величина концентрации задавалась равной концентрации на границе раздела канал - контактный слой ОаАБ. Температура электронного газа на контактах задавалась равной комнатной. На остальных поверхностях расчетной области поддерживались нулевыми градиенты концентрации, потенциала и энергии так, что нулевыми были значения плотностей тока электронов и потока энергии электронного газа.

Малосигнальные характеристики транзистора рассчитывались согласно методу, предложенному в [27]. Фурье анализ откликов токов стока и затвора на ступенчатые изменения напряжений на затворе и стоке позволяет вычислить зависимость реальных и мнимых частей всех четырех У-параметров от частоты. Как будет показано ниже, коэффициенты усиления и предельные частоты транзистора вычисляются по данной методике с приемлемой точностью в случае учета паразитных емкостей затвора.

Коэффициент шума ПТШ определяется как отношение выходной мощности шумового сигнала в заданной полосе частот к мощности на выходе идеального

(не шумящего) усилителя с тем же коэффициентом усиления в той же полосе частот [28].

Анализ теоретических и экспериментальных зависимостей коэффициента шума ПТШ от параметров конструкции прибора проведен в [28, 29], кратко его результаты сводятся к следующему:

- основным фактором, определяющим коэффициент шума (и коэффициент усиления), является длина затвора. Именно поэтому в настоящее время используются в основном ПТШ с длинной затвора 0,5 и 0,25 мкм. Коэффициент шума этих приборов составляет 0,8 ... 1,2 дБ на частоте 12 ГГц и 2 ... 4 дБ на частоте 36 ГГц;

- заглубление затвора на 0,3 ... 0,4 мкм снижает коэффициент шума на 0,2 ... 0,5 дБ;

- при использовании п+ контактного слоя приведенное контактное сопротивление истока и стока составляет 10 Ом см, дальнейшее снижение контактного сопротивления не вносит существенного улучшения в шумы ПТШ;

- коэффициент шума слабо зависит от расстояния исток - сток, если затвор заглублен на 0,2...0,3 мкм и использован п+ контактный слой. Тем не менее, это расстояние следует делать не более 1,5 ... 2,5 мкм;

- значительно влияет на шумы ПТШ сопротивление металлизации затвора Для его уменьшения используют затворы Т-образной формы. Если по условиям согласования с предыдущим и последующими каскадами необходимо изготовить ПТШ с шириной затвора более 100 мкм, необходимо запитывать затвор в двух-трех точках, а монтажные площадки затвора объединять затем по методу "воздушных мостов";

- необходимо создавать наибольший возможный градиент концентрации легирующей примеси на границе раздела буфер - канал, снижение градиента

23 4 22 4

концентрации с 10 см" до 3-10 см" ведет к возрастанию коэффициента шума на 20... 30%;

- необходимо добиться высокого качества эпитаксиальных слоев в канале и

л

буфере (подвижность в канале не менее 3000 см"/В-с, а подвижность в слоях

буфера, прилегающих к каналу, должна быть выше, чем в канале, и составлять 4500 ... 6000 см2/В-с);

- экспериментальные данные показывают, что минимальный коэффициент шума ПТШ для длины затвора 1 мкм достигается при концентрации легирующей

17 3 17 3

примеси в канале 1,5-10 см" , для длины затвора 0,5 мкм - при 2,5-10 см" , для 0,25 мкм-5-1017 см"3.

В [28, 30, 31] приведено выражение для значения коэффициента шума, исходя из параметров шумовой эквивалентной схемы. Однако, этот метод неточен из-за того, что ряд элементов эквивалентной схемы имеет неизвестные параметры и не может быть точно рассчитан аналитически [32]. Еще большую сложность представляет расчет шумов ПТШ с селективно (неравномерно) легированным каналом. Поток гамма-квантов, действующих на структуру ПТШ, приводит к генерации электронно-дырочных пар и разогреву за счет этого электронного газа. При расчете коэффициента шума по эквивалентной схеме корректно учесть эти явления практически невозможно. Также представляет большую сложность оценка деградации коэффициента шума при нейтронном облучении.

В квазигидродинамической модели малосигнальные характеристики прибора (у-параметры) находятся по методу Рейзера [33], основанному на анализе зависимостей токов контактов от времени при подаче скачков напряжения на контакты. Поскольку квазигидродинамическая система уравнений получена из кинетического уравнения Больцмана без ограничений на форму полупроводниковой структуры, места расположения контактов и т.д., то, следовательно, она описывает поведение произвольного полупроводникового прибора. В этом заключается основное преимущество данного метода. С точки зрения процессов рассеяния квазигидродинамическая модель является более информативной, по сравнению с методом эквивалентной схемы. В результате расчетов находится зависимость энергии электронного газа от координат, что позволяет качественно проанализировать процессы рассеяния, происходящие в приборе. Однако, при расчете коэффициента шума приходится использовать дисперсию токов стока и затвора, рассчитанную по теореме Найквиста.

Температура электронного газа при этом известна из расчетов по квазигидродинамической модели [26]. Таким образом, в расчет принимается только тепловой шум и не учитываются междолинный и дробовой шумы. По этой причине анализ экспериментальных шумовых характеристик с помощью квазигидродинамической модели носит неполный характер и не позволяет детально исследовать отдельные механизмы рассеяния и их влияние на шумовые характеристики приборов.

Моделирование методом частиц свободно от этих недостатков. Непосредственно решая кинетическое уравнение Больцмана при помощи математической процедуры Монте-Карло, моделируется движение носителей заряда в полупроводнике и их рассеяние на акустических и оптических фононах, междолинное и примесное рассеяние. Этот метод имеет наибольшую информативность при анализе процессов рассеяния в полупроводниковом материале и их влияния на характеристики приборов.

Коэффициента шума активного четырехполюсника вычисляется согласно

где <1с1> - среднеквадратическое отклонение тока стока в результате случайного изменения сопротивления исток-сток; к- постоянная Больцмана; Т 0 -

температура кристаллической решетки; Д1- полоса частот.

Дисперсия тока стока <1с^> рассчитывается по квазигидродинамической модели [29]. Формула (3.2) описывает шум, вносимый активной частью транзистора. Для учета шума сопротивления металлизации затвора использовалось выражение [29]

[34]

И = 1 -I-

<М2 >Яе(У11) кТ0Л/\Г21\2

21

2

(3.1)

где к- коэффициент качества материала, равный 0,333; 1- рабочая частота в ГГц; п- концентрация носителей, 1016 см 3; \У - единичная ширина затвора, мкм,

И- толщина металлизационного слоя затвора, мкм; Ь,, - длина затвора, мкм; Я,, -удельное сопротивление затвора, 10"6 Ом см; Як - удельное контактное сопротивление, 10 6 Ом см; щ - толщина активного слоя под истоком, мкм; (/.?-толщина активного слоя между истоком и затвором, мкм; а- толщина активного слоя под затвором, мкм; со - количество секций транзистора; /.,,л| - расстояние от истока до канавки под затвором, мкм; зазор между стенкой канавки и

металлизацией затвора, мкм.

Сопоставление результатов расчета и эксперимента позволило заключить, что различие в скорости деградации параметров эпитаксиальных структур транзисторов в 7... 12 % приводит к изменению скорости деградации параметров субмикронных ПТШ из разных партий на 12... 27%.

В табл. 3.1 представлены результаты испытаний ПТШ с У-образным затвором на радиационную стойкость [26]. Проводилось облучение быстрыми нейтронами (средняя энергия 1...2 МэВ). Флюенс набирался за несколько импульсов реактора. Все образцы были изготовлены на одной полупроводниковой структуре. Разброс параметров (исходного тока стока насыщения) объясняется некоторой клиновидностью толщины эпитаксиального слоя, что обуславливало разную толщину канала при проведении операции травления канавки под затвор (операция травления проводилась при контроле толщины оставшегося слоя по сопротивлению исток-сток). В испытанной группе было подобрано 8 образцов с близкими статическими и высокочастотными характеристиками. При этом предпочтение отдавалось образцам, расположенным близко друг от друга на подложке, что обеспечивало максимально возможную идентичность образцов по примесно-дефектному составу в канале транзистора и обеспечивало сходное протекание процессов в образцах при облучении, т.е. позволяло усреднять результаты измерений как до, так и после облучения.

Таблица. 3.1. Изменение характеристик квазибаллистического ПТШ с У-образным затвором при нейтронном облучении

№ ПТШ к § и ° О Й "о О х Ток насыщения, мА (при Уис=3 В) Напряжение пробоя затвора, В (при 1 мкА) Коэффициент усиления, дБ (37 ГГц) Коэффициент шума, дБ (37 ГГц) Напряжение исток-затвор, В Рабочий ток, мА

До 23,5 4,2 6 3,3 -0,97 11

1. 0,7 19,5 4,4 6 5,5 4,9 3,6 -0,97 -0,64 6,5 10,1

До 15,6 4,5 6 3,4 -0,21 12,6

2. 0,7 11,5 4,5 6 6 6 4,2 3,5 5 +0,08 0 -0,21 12,6 11,5 8,2

До 18,3 4,5 6 3,2 -0,3 14,2

3. 4 4,5 5 6 5 1,6 4,1 3,4 +0,44 0 -0,3 9,3 4,5 1,8

До 26,2 4,1 5,5 3,8 -0,96 13,6

4. 4 12,6 4,2 6 5,8 1,2 5 4,5 +0,07 0 -0,96 13,6 12,6 1,6

До 21,1 4,1 6,0 3,4 -0,52 14,0

5. 6,5 7,3 4,4 6 5,5 2Д 5,4 4,8 +0,6 0 -0,52 14,0 7,3 2,2

До 23,0 4,5 5,5 3,3 -0,95 10,7

6. 6,5 11,4 4,8 6 6 0,9 5,4 5 0 -0,07 -0,95 11,4 10,7 1,9

До 10,1 4,5 5,7 4,2 0 10,1

7. 15 0,8 4,7 1Д 4,2 5,7 0 +0,59 0,8 5

До 16,6 4,5 6 3,5 -0,21 14,0

8. 15 5,9 4,8 6 5 0,5 3,8 5,5 +0,63 0 -0,21 14,0 5,9 2,2

В табл. 3.1 приводятся результаты измерений высокочастотных параметров ПТШ (коэффициентов усиления и шума), а также напряжение смещения затвора и рабочий ток стока «до» и «после» облучения потоком нейтронов. Результаты

измерений характеристик после облучения для каждого флюенса разбиты на три группы, в которых приведены значения, соответствующие минимальному шуму (при усилении не менее 5 дБ), шум при усилении 6 дБ и значения коэффициентов усиления и шума, соответствующие рабочей точке по напряжению на затворе до облучения.

Заметим, что при напряжении на затворе 0,3...0,5 В электроны протекают в непосредственной близости от границы раздела металл-полупроводник. В связи с тем, что при нейтронном облучении атомы Аи затвора могут проникать в полупроводниковый материал для данных экспериментов использовались ПТШ с толщиной слоя Л 40 нм, который предотвращал попадание золота в СаАБ.

Анализ результатов эксперимента показывает, что путем изменения напряжения смещения удается восстановить работоспособность ПТШ вплоть до флюенсов порядка 1016см"3. В автоматическом режиме подобное изменение напряжения питания осуществляется за счет встроенного датчика флюенса нейтронов, конструктивно представляющего собой делитель напряжения на основе полупроводникового сопротивления.

Сопоставление полученных результатов с данными [35, 36] показывает, что при уменьшении длины канала ПТШ до размеров -0,1 мкм радиационная стойкость транзисторов возрастает в 2...3 раза, так что существенные изменения коэффициента шума происходят при флюенсах нейтронного облучения выше 5-1016см"2.

Анализ научно-технической литературы [12-18] показал, что характерными повреждениями полевых транзисторов и диодов Шоттки, а также интегральных схем на их основе являются следующие:

- пробой и структурные повреждения барьеров Шоттки;

- деградация параметров транзисторов за счет накопления радиационных дефектов, приводящих к снижению концентрации электронов в активных областях приборов;

- снижение их подвижности и скорости насыщения электронов, приводящее к уменьшению токов приборов;

- снижение крутизны ВАХ транзисторов и уменьшение барьерной емкости контакта Шоттки;

- снижение коэффициентов усиления и шума транзисторов, а также их выходной мощности.

Эффекты в типовых интегральных схемах и возможные виды отказов в аппаратуре при воздействии радиационного излучения [1-3]:

- обратимые и необратимы изменения параметров полупроводниковых материалов, приводящие к временному и постоянному изменения параметров полупроводниковых элементов и ИС;

- в цифровых ИС наблюдается потеря информации за счет действия импульса гамма-излучения, а также ухудшение нагрузочной способности и возрастание выходного напряжения в открытом состоянии ключа за счет воздействия быстрых нейтронов;

- изменение коэффициентов усиления и шума приемо-передающих устройств;

- изменение частоты амплитуды выходных сигналов генераторов;

- воздействие ИИ на схемы преобразования и усиления промежуточной частоты приводит к изменению настройки узкополосных УПЧ, приводящих к сбоям в работе РЭА, генерации ложных импульсов и подавлению полезных сигналов;

- сбои в работе вычислительных устройств, ложные срабатывания в элементах этих устройств, нарушению нормального хода вычислительной программы, искажению и потери информации;

- сбои в работе синхронизирующих узлов РЭА, делителей частоты потеря информации в регистрах оперативной памяти;

- возникновение помех и сбоев в цепях статических преобразователей напряжения и иных цепях питания вычислительных, управляющих и телеметрических устройств;

- в аппаратуре радиоуправления - сбои телеметрических сигналов, пропуски в кодовых группах, ложные команды срабатывания, задержка выдачи ответного импульса;

Как показал анализ литературы в ней практически полностью отсутствуют данные о зависимости коэффициентов шума от времени в момент воздействия ИИ, поэтому предлагаемый в данной работе подход является новым. В связи с тем, что требования по уровню бессбойной работы и времени потери работоспособности предъявляются к транзисторам Шоттки и интегральным схемам на их основе по всем критериальным параметрам, то разработка методики определения зависимости коэффициента шума от времени, в момент воздействия ИИ, весьма актуальна.

Проведено экспериментальное и теоретическое исследование высокочастотных шумов в ПТШ при радиационном воздействии. Для экспериментов из имевшегося набора транзисторов были выбраны приборы с оптимальной шириной затвора для каждого из частотных диапазонов: 200 мкм (входная емкость затвор-исток Сзи= 150 фФ) - для 12 ГГц, 100 - мкм (Сзи= 80 фф) для 37 ГГц, 50 мкм (Сзи= 50 фФ) - для 60 ГГц.

Таблица 3.2 Экспериментально измеренные характеристики исследуемых транзисторов «до» и «после» облучения. В круглых скобках указаны рассчитанные по квазигидродинамической модели значения. В квадратных скобках указана ширина затвора транзисторов в малошумящем исполнении

Длина канала, мкм / Ширина затвора, мкм 0,5/ 600 [100] 0,25/100 0,1 /50

Флюенс нейтронов, 1014 н/см2 1,4 3 5

Рабочая частота, ГГц / Предельная частота усиления, ГГц 12/29 37/70 60 /100

Расчетное значение концентрации носителей заряда в канале ПТШ «до» и «после» 17 облучения, 10 см" 1,9/1,5 4,2/3,1 5,9/4,1

Ток насыщения «до» и «после» облучения, мА 250 (270) / 160 (200) 15(17) / 9 (8,2) 5 (5,4) / 3,3 (3,1)

Коэффициент усиления по мощности на рабочей частоте «до» и «после» облучения, дБ 8 (8,9) / 5,4(5,5) 8(9,1) / 4,5 (5,4) 5 (6,2) / 2,8 (3,2)

Коэффициент шума на рабочей частоте «до» и «после» облучения, дБ 2.4(2.2)/ 3.1 (2.8) 3.3 (2.9)/ 4.1 (3.8) 3.8(3.4)/ 4.5 (4.2)

Изменение коэффициента шума Кп в момент и после радиационного воздействия оценивалось расчетно-экспериментальным путем как на основании квазигидродинамической модели, так и на основании аналитического подхода, основанного на пропорционального соответствия изменений коэффициента усиления и шума полевых транзисторов Шоттки при изменении параметров их полупроводниковых слоев из-за радиационного облучения. Указанный подход обоснован, так как согласно данным [12-18], а также нашим исследованиям [6-10] радиационного воздействие приводит к увеличению концентрации электронов в момент импульса радиационного воздействия из-за ионизации канала

транзисторов, и к уменьшению указанной концентрации после радиационного воздействия за счет действия радиационных дефектов, частично захватывающих электроны. Кроме того снижается подвижность и скорость насыщения электронов, а также изменяются времена релаксации энергии и импульса электронов. Это приводит как к изменению крутизны В АХ транзисторов, так и емкости их затворов. В связи с тем, что коэффициент усиления транзисторов пропорционален отношению крутизны ВАХ транзистора к емкости его затвора, а коэффициент шума пропорционален обратной величине, то возможен пересчет зависимости коэффициента усиления от времени в коэффициент шума от времени. Таким образом коэффициент шума в момент облучения может быть определен расчетным путем на основе экспериментальных данных об изменении коэффициента усиления транзисторов, который может быть измерен с достаточной точностью с использованием детектора мощности СВЧ сигнала и длинных сигнальных линий (коаксиальных кабелей), передающих детектированный радиочастотный сигнал к регистрирующему осциллографу.

Для обработки экспериментальных данных использовалось соотношение:

Кпобл = 6-\ё(кто-(^^\ (3.3)

V ,1ди \tfpcw/

где Кпо6л - коэффициент шума после облучения, а Кпдо - коэффициент шума до облучения; Крдо и Кробл - коэффициенты усиления до и после облучения соответственно, 8 - поправочный коэффициент, получаемый на основании данных о значении коэффициента шума после облучения, измеренного в лабораторных условиях. Коэффициенты усиления определялись как:

Крдо = (3.4)

1ДО

ТУ- _ ^2обл - .

"^робл 5 '

где Р2до и Р2до мощности (мВт) выходного и входного сигналов модулей до облучения, а Ргобл и Р|„а, мощности (мВт) выходного и входного сигналов модулей

после облучения. Безразмерный коэффициент тттума до облучения определялся из размерного коэффициента шума до облучения по формуле: Дпдо=10°1Кпдо (дБ). Мощности выходного и входного сигналов измерялись экспериментально [34] с помощью детекторов на основе диодов Шоттки. Благодаря использованию детекторов по длинным сигнальным линиям к регистрирующему осциллографу передавался радиочастотный (0...1 ГГц) сигнал, так что потери в указанных линиях были не велики, а погрешность измерения позволяла определять коэффициент усиления с погрешностью около 0.1 дБ.

Для проверки предложенного расчетно-экспериментального метода определения коэффициента шума использовалось физико-топологическое моделирование, результаты которого сопоставлялись с данными измерений коэффициента шума до и после импульса нейтронного облучения в лабораторных условиях (табл. 3.2), а также результатами измерений коэффициента усиления в момент облучения. Результаты сопоставления расчетов по формулам (3.3-3.5) и с помощью физико-топологической модели приведены в таблице 3.3.

Таблица 3.3. Сопоставление результатов экспериментов и расчетов численным и аналитическим методом. Исследовался транзистор с длиной затвора

14 2

0.5 мкм при облучении импульсным потоком нейтронов флюенсом 5-10 см" . При расчетах длительность нейтронного импульса полагалась равной 500 мкс. Количество образцов, измеренных в лабораторных условиях - 12 шт., при измерениях коэффициента усиления в ходе исследований на импульсном ядерном реакторе - 2 шт.

Вид Коэфс жциент шума, дБ

определения коэффициента До Спустя 100 мкс после Спустя 1 мс после Спустя 10 мс после Спустя 1 месяц

шума облучения начала начала начала после

импульса импульса импульса импульса

Расчет

аналитическим 1.42 5.6 3.4 2.52 2.16

методом

Расчет

численным 1.43 6.7 3.2 2. 41 2.07

методом

Измерения коэффициента

усиления в ходе исследований на 8.5 2.9 5.2 6.5 7.1

импульсном

реакторе

Измерения коэффициента шума в 1.41 ±17% 1.92 ±26%

лабораторных

условиях

Видно, что метод работает - отличие экспериментальных данных от теоретических около 10%. Следует отметить, что аналогичный подход может быть применен и к усилителям на основе СВЧ полевых транзисторов, так как коэффициент шума усилителя в первую очередь определяется входным каскадом, т.е. по сути одним транзистором.

Преимущество использования физико - тополги ческой модели перед аналитическим расчетом состояло в возможности детального анализа процессов транспорта электронов, что позволило выделить наиболее чувствительную к облучению область полупроводниковой структуры транзистора.

Указанное позволяет проводить проектирование транзисторов с повышенным уровнем радиационной стойкости за счет изменения таких параметров структуры как профиль ее легирования донорами.

Выводы к главе 3

1. Предложен расчетно-экспернментальный метод контроля коэффициента шума полевых СВЧ транзисторов Шоттки «в момент» нейтронного воздействия, учитывающий процессы дефектообразования и ионизации полупроводника, существенно влияющие на параметры транзисторов при облучении. Применение метода позволяет проводить конструирование транзисторов с повышенным уровнем радиационной стойкости.

2. Использование физико-топологической модели полупроводникового прибора позволяет контролировать физические процессы транспорта электронов в полупроводниковой структуре, приводящие к изменению коэффициента шума в момент нейтронного воздействия и дает возможность проводить оптимизацию параметров транзисторов с учетом указанных процессов.

Перечень цитированных источников к Главе 3

1. Rickets, L.W. Fundamentals of Nuclear Hardening of Electronic Equipment / L.W. Rickets // -N.Y. Willey-Ntranscience. - 1973. - 142c.

2. Способ разбраковки КМОП микросхем, изготовленных на КНД структурах, по стойкости к радиационному воздействию: Патент RU №2364880 от 20.08.09 г. / А.Ю. Никифоров, В.А. Телец, И.Б. Яшанин и др.

3. Автоматизированная информационная система «Статистическая обработка результатов радиационной отбраковки микросхем»: Свидетельство об официальной регистрации программы для ЭВМ №2007614627 от 06.11.07 г. / О.М. Виноградова, П.В. Копнов, В.В. Фомичев, И.Б. Яшанин.

4. Clement, D.C. TRW Defense and Space Group Satellite Survivability Estimates / D.C. Clement, J.W. Jonson // IEEE Transactions on Nuclear Science, Dec. 1981. -vol. NS-28. - No.6. - P.4199-4203.

5. Способ определения стойкости электронных компонентов и блоков радиоэлектронной аппаратуры к воздействию ионизирующих излучений: Патент RU№ 2504862 от 17.07.12 г. / А.Н. Качемцев, В.К. Киселёв, Н.Г. Корсакова.

6. Венедиктов, М.М. Оценка воздействия ионизирующих излучений на электронные компоненты по результатам испытаний ограниченных выборок / М.М. Венедиктов, С.В. Оболенская, В.К. Киселев, С.В. Оболенский // Журнал Радиоэлектроники. - 2017 - №1. - С. 1-17.

7. Obolensky, S.V. Simulation of the Electron Transport in a Mott Diode by the Monte Carlo Method / S.V. Obolensky, A. V. Murel, N. V. Vostokov, V. I. Shashkin // IEEE Transaction on Electron Devices. - 2011. - v. 58. - N8. - P.2507-2510.

8. Pankratov, E.L. Dynamics of radiative point defects in gallium arsenide during relaxation of local heating / E.L.Pankratov, S.V.Obolensky // Int. Journal of Bifurcation and Haos. - 2009. - v. 18. - N9. - P.2845-2849.

9. Оболенский, C.B. Физико-топологическое моделирование характеристик субмикронных полевых транзисторов на арсениде галлия с учётом радиационных эффектов: Дис. док. техн. наук: 05.27.01 / Оболенский Сергей Владимирович -М., 2003. - 292с.

10. Тарасова, Е.А. Моделирование мощных НЕМТ при облучении квантами высоких энергий / Е.А. Тарасова, С.В. Оболенский, Д.И. Дюков, А.Г. Фефелов, Д.С. Демидова // Физика и техника полупроводников. - 2012. - Т. 46. - №12. -С. 1587-1593.

11. Shmagin, V.B. Effect of Space Charge Region Width on Er-Related Luminiscense in Reverse Biased Si:Er-Based Light Emitting Diodes / V.B.Shmagin, S.V.Obolensky, D.Y.Remizov, V.P.Kuznetsov, Z.F.Krasilnik // IEEE Journal of selected topics in quantum electronics. - 2006 - v. 12. - №6. - P. 1556-1560.

12. Мырова, JI. О. Обеспечение стойкости аппаратуры связи к ионизирующим и электромагнитным излучениям / JI.O. Мырова, А.В. Чепиженко - М.: Радио и связь, 1988. - 296 с.

13. Агаханян, Т.М. Радиационные эффекты в интегральных микросхемах / Т.М. Агаханян, Е.Р. Аствацатурьян, П.К. Скоробогатов - М.: Энергоатомиздат, 1989. - 256 с.

14. Вавилов, B.C. Действие излучений на полупроводники /B.C. Вавилов, Н.П. Кекелидзе, Л.С. Смирнов - М.: Наука, 1988. - 192 с.

15. Вавилов, B.C. Радиационные эффекты в полупроводниках и полупроводниковых приборах / B.C. Вавилов, Н.А. Ухин - М.: Атомиздат, 1969. -311 с.

16. Коноплева, Р.Ф. Взаимодействие заряженных частиц высоких энергий с германием и кремнием / Р.Ф. Коноплева, В.Н. Остроумов - М.: Атомиздат, 1975. -128 с.

17. Коноплева, Р.Ф. Особенности радиационного повреждения полупроводников частицами высоких энергий / Р.Ф. Коноплева, В.Л. Питвинов, Н.А. Ухин - М.: Атомиздат, 1971. - 176 с.

18. Аствацатурьян, Е.Р. Радиационные эффекты в приборах и интегральных схемах на арсениде галлия / Е.Р. Аствацатурьян, Д.В. Громов, В.М. Ломако -Минск: Университетское, 1992. - 219 с.

19. Киселева, Е.В. Радиационная стойкость перспективных арсенид галлиевых полевых транзисторов Шотки / Е.В. Киселева, М.А. Китаев,

C.B. Оболенский, B.T. Трофимов, В.А. Козлов // ЖТФ. - 2005. - т.75. - №4, С. 13620. Тарасова, Е.А. Моделирование мощных НЕМТ при облучении квантами высоких энергий / Е.А. Тарасова, Д.С. Демидова, C.B. Оболенский, А.Г. Фефелов, Д.И. Дюков // Физика и техника полупроводников. - 2012. - т.46. - №12. - С. 15871592.

21. Пузанов, A.C. Перенос носителей заряда через тонкую базу гетеробиполярного транзистора при радиационном воздействии / A.C. Пузанов, C.B. Оболенский, В.А. Козлов // Физика и техника полупроводников. - 2015. -т.49, №.1. - С.71-75.

22. Демарина, Н.В. Электронный транспорт в нанометровых GaAs структурах при радиационном воздействии / Н.В. Демарина, C.B. Оболенский // ЖТФ. - 2002. - т.72, №1. - С.66-71.

23. Тарасова, Е.А. Исследование распределения электронов в GaN и GaAs структурах после gamma-нейтронного облучения / Е.А. Тарасова, A.B. Хананова, C.B. Оболенский, В.Е. Земляков, Ю.Н. Свешников, В.И. Егоркин, В.А. Иванов, Г.В. Медведев, Д.С. Смотрин // Физика и техника полупроводников. -2016. - т.50. -№3. -С.ЗЗ 1-338.

24. Пузанов, A.C. Высокочастотное детектирование процессов формирования и стабилизации кластера радиационных дефектов в полупроводниковых структурах / A.C. Пузанов, C.B. Оболенский, В.А. Козлов, Е.В. Волкова, Д.Г. Павельев // XIX симпозиум «Нанофизика и наноэлектроника" Физика и техника полупроводников. - Нижний Новгород. - 2015. - т.49. - №12. - С. 15851592.

25. Кобболд, Р. Теория и применение полевых транзисторов / Р. Кобболд // -Энергия, 1975. -298с.

26. Оболенский, C.B. Предел применимости локальнополевого и квазигидродинамического приближения при расчетноэкспериментальной оценке радиационной стойкости субмикронных полупроводниковых приборов / C.B. Оболенский //Изв. вузов: Электроника. - 2002. - № 6. - С.3138.

27. Оболенский, С.В. Влияние нейтронного и космического излучения на характеристики полевого транзистора с затвором Шоттки / С.В. Оболенский, Г.П. Павлов // Физика и техника полупроводников. - 1996. - № 3. - С.413 - 420.

28. Вайдер, Г. Ограничения, накладываемые границами раздела, на архитектуру полевых транзисторов с затворами Шоттки и МДП-транзисторов / Г. Вайдер // Научн. техн. сб. Арсенид галлия в микроэлектронике под ред У.Уисменна и Н. Айнспрука. М.: Мир, 1988. - 557 с.

29. Оболенский, С.В. Моделирование воздействия ионизирующего излучения на полевой транзистор с затвором Шоттки / С.В. Оболенский, Н.В. Демарина, М.А. Китаев // Вестник Верхне-Волжского отделения Академии технологических наук РФ, Серия «Высокие технологии в радиоэлектронике». - Н.Новгород. - 1997. - №1. - С.128-133.

30. Вандерзил, А. Шум. Источники. Описание. Измерение / А. Вандерзил // М. : Сов. радио, 1973.- 176 с.

31. Fukui, Н. Optimal noise figure of microwave GaAs MESFET's / H. Fukui // IEEE Trans. 1979. - №7. - P. 1032-1037.

32. Демиховский, В.Я. Численное моделирование шумовых процессов в полевом транзисторе с затвором Шоттки / В.Я. Демиховский, В.Н. Дутышев, Г.П. Павлов и др. //Микроэлектроника. - 1989. - №4. - С.372-374.

33. Reiser, М. On the stability of finite difference schemes in transient semiconductor problems / M. Reiser // Comput Meth. Appl. Mech. Eng. 1973. - №2. -P.65-68.

34. Hatsuaki, F. Optimal noise figure of microwave / F. Hatsuaki // IEEE Trans. -1989. - №6. - P. 1072-1076.

35. Зулиг, P. Радиационные эффекты в ИС на GaAs / Р. Зулиг // Арсенид галлия в микроэлектронике под ред. Н. Айнспрука, У. Уиссмена М.: Мир, 1988. -С.501-547.

36. Battistoni, G. Neutron irradiation of cold GaAs devices and circuits made with an ionimplanted monolithic process / G. Battistoni, D.V. Camin, N. Fedyakin // Nuclear instruments and methods in physics research. -1997. - №3. - P.399-407.

Глава 4. Расчетно-экспериментальный метод контроля сечения сбоев интегральных схем при стационарном нейтронном воздействии в области

малых значений энергий частиц

В этой главе рассмотрены процессы ионизации арсенида галлия и кремния при образовании кластеров радиационных дефектов в условиях стационарного нейтронного облучения, которые могут приводить к сбою фунщионирования интегральных схем (ИС). Рассмотрен метод, позволяющий повысить точность определения характеристик зависимости поперечного сечения единичных сбоев (SEE) от линейных потерь энергии (LET). Было показано, каким образом данный метод позволяет определить минимальное значение флюенса частиц FMIN , достаточного для генерации SEE. Также были проведены исследования, 1}елью которых являлась оценка вероятности сбоя БИС ОЗУ при воздействии ионизирующего излучения с последующей, ионизацией рабочей области транзисторов ячеек ИС.

4.1 Оценка вероятности сбоя ИС при воздействии тяжёлых заряженных частиц и быстрых нейтронов с использованием физико - топологического

моделирования

Особое место при исследовании радиационной стойкости интегральных схем (ИС) технологии «комплементарные структуры «металл-диэлектрик-полупроводник» - на - диэлектрике» (КМОП/КНД, далее МДП) занимают эффекты отказов из-за одиночных сбоев SEE [1,2]. Источниками таких сбоев в чувствительных объёмах ИС являются протоны, электроны и тяжелые заряженные частицы (ТЗЧ), которые с определённой вероятностью могут вызвать ионизацию материала. Эти процессы генерируют «воронки заряда» вдоль траектории своего движения, что создаёт переходный процесс релаксации ионизованных электронов и дырок за счет их ухода в контакты и частичной рекомбинации.

Обычно проведение испытаний ИС на воздействие тяжелых заряженных частиц проводится на ускорителях частиц с энергиями 20...300 МэВ. При воздействии таких частиц вероятность сбоев ИС статистически значима, что позволяет провести эксперимент в ограниченные временные сроки. Однако разработчики космической аппаратуры заинтересованы в расширении спектра информации о сбоеустойчивости ИС как при воздействии тяжелых заряженных частиц, так и нейтронов во всем диапазоне энергий, реализующихся в космическом пространстве, в том числе и в диапазоне от 1 до 20 МэВ.

Для решения указанной задачи в диссертации на основе литературных данных о частоте сбоев ИС при воздействии тяжелых заряженных частиц предсказана частота сбоев интегральных схем при нейтронном облучении. Для этого в работе сопоставлена ионизирующая способность тяжелых заряженных частиц с аналогичной способностью атомов мышьяка и галлия в ОаАБ, а также атомов кремния в 81, которые получили энергию в результате удара быстрого нейтрона с энергиями 1... 14 МэВ, образовали кластер радиационных дефектов (до 104 смещенных атомов) и ионизовали полупроводник из-за разрыва валентных связей смещенных атомов.

В работе обобщена известная из литературы информация о конструкции ОаАБ СВЧ и Б] КМОП КНИ транзисторов, использующихся в интегральных схемах с топологическими нормами от 0.5 мкм до 30 нм. На основе литературных данных о критических параметрах ТЗЧ, приводящих к сбою КМОП КНИ и объемных интегральных схем, вычислена вероятность сбоев ИС при нейтронном облучении. Показано, что в некоторых конструкциях современных ИС из-за уменьшения размеров активных областей транзисторов и площадей их затворов критический заряд электронов и дырок, собираемых при ионизации полупроводника в момент формирования кластера радиационных дефектов, может существенно уменьшаться. Поэтому возможно возникновение сбоев при нейтронном облучении, чего ранее, для ИС, изготовленных по технологии с топологическими нормами более 0.5 мкм не наблюдалось.

В диссертации впервые для анализа сбоев ИС предложено использовать экспериментальные данные о характере изменения статических и динамических параметров GaAs СВЧ полевых транзисторов в момент импульсного нейтронного облучения (см. главу 3). На основе алгоритма компьютерной программы TRIM и физико-топологического моделирования предложен обобщенный подход к анализу нестационарных зависимостей токов стока и затвора транзисторов и определению критического заряда, генерируемого в полевых транзисторах, облучаемых ТЗЧ и нейтронами, который позволяет оценить сечение сбоев ИС при уменьшении топологических норм изготовления [3].

В данной главе рассмотрены процессы ионизации арсенида галлия и кремния при образовании кластеров радиационных дефектов в условиях стационарного нейтронного облучения, которые могут приводить к сбою функционирования интегральных схем за счет ионизации канала закрытых полевых транзисторов и сопутствующих этому паразитных процессов переключения триггеров и/или иных бистабильных элементов (например, ячеек памяти) в другое состояние. Предложенный метод контроля (см. блок-схему на рис.4.1) позволяет определять сечение сбоев ИС для нейтронов с энергиями в диапазоне от 1 до 20 МэВ. Общий подход к выполнению метода контроля описан в разделе 1.2 первой главы. Блок-схема, приведенная на рисунке 4.1. отличается от блок-схемы на рис. 1.8, приведенной в первой главе конкретизацией выполняемых измерений и расчетов.

В диссертации впервые для анализа сбоев ИС предложено использовать экспериментальные данные о характере изменения статических и динамических параметров GaAs СВЧ полевых транзисторов в момент импульсного нейтронного облучения. Благодаря итерационной процедуре метода контроля (показанной на рис.4.1) удалось осуществить обобщенный подход к анализу нестационарных зависимостей токов стока и затвора транзисторов и определению критического заряда, генерируемого в полевых транзисторах, облучаемых ТЗЧ и нейтронами, который позволяет оценить сечение сбоев ИС при уменьшении топологических норм изготовления [3].

Благодаря наличию итерационной процедуры в блок-схеме метода возможно проведение сопоставления транзисторов изготовленных по технологии с различными топологическими нормами (от 0.5 мкм до 30 нм). Это позволило уточнять критический заряд электронов и дырок, собираемых при ионизации полупроводника в момент формирования кластера радиационных дефектов и доказать вероятность возникновения сбоев ИС при нейтронном облучении, чего ранее, для ИС, изготовленных по технологии с топологическими нормами более 0.5 мкм не наблюдалось.

При проведении апробации предложенного в диссертации метода контроля сечения сбоев ИС при нейтронном облучении возникла проблема, связанная погрешностью данных о сбоях при воздействии ТЗЧ. Анализ литературы показал, что облучение тяжелыми заряженными частицами с энергиями ~ 1 МэВ теоретически может приводить к сбоям ИС, но из-за малого сечения указанного события на практике регистрация таких эффектов на ускорителях частиц затруднительна. Использование источников нейтронного излучения (ядерных реакторов) позволяет исследовать указанные процессы, а предложенный в работе расчетно-экспериментальный метод расчета частоты сбоев интегральных схем позволяет сопоставлять результаты исследований для ОаАБ СВЧ и цифровых ИС как для нейтронного облучения, так и при воздействии ТЗЧ. Для реализации указанного был разработан новый подход, позволяющий уточнять сечение сбоев ИС вблизи порога возникновения сбоев от ТЗЧ^

При проведении оценки учитывался канал сбоя, возникающий в результате образования за счет ядерных реакций протонов и альфа-частиц МэВ-ных энергий (1...5 МэВ) с последующей ионизацией ими чувствительного объема транзисторов в ячейках ОЗУ. Также учитывался канал возникновения пиков смещения при ударе быстрого нейтрона в атом кремния и последующей ионизации ионом кремния МэВ-ных энергий (0.2...3 МэВ) чувствительного объема транзисторов в ячейках ОЗУ.

Рис.4.1 Расчетно-эксперимеитальный метод контроля сечения сбоев интегральных схем при стационарном нейтронном воздействии в области малых значений энергий частиц

Следует отметить, что максимальное линейные потери энергии

Л

рассматриваемых нами протонов и альфа-частиц составляет 1... 3 МэВ см7мг, что ниже указанного в предыдущем разделе порога сбоя транзисторов БИС НИИСИ

л

РАН равного 5... 10 МэВсм7мг. Линейные потери энергии ионов кремния

л

смещенных нейтронами с энергией 14 МэВ составляет 2...6 МэВ см7мг, что сопоставимо с порогом сбоя БИС, а с энергией 0.3-3 МэВ - 0.5...3 МэВ см7мг, что ниже или сопоставимо с порогом сбоя исследуемых БИС.

Важно, что при проведении испытаний БИС на воздействие нейтронов с энергией 2.5 МэВ [4] сбои были зарегистрированы, т.е. экспериментально было установлено, что смещенные нейтронами ионы кремния, получившие от нейтронов энергию в диапазоне 0.1...0.5 МэВ имеющие линейные потери энергии

л

0.5...3 МэВ см7мг способны приводить к сбою ячеек памяти. Исходя из этих данных, будем считать, что рассматриваемые нами протоны, альфа-частицы и ионы кремния указанных энергий могут генерировать достаточный для сбоя заряд.

Важной особенностью проведенной оценки является учет вероятности сбоя, при прохождении траектории движения ионов вдоль стоковой кромки затвора, т.е. параллельно поверхности микросхемы, в направлении вдоль ширины транзистора, т.е. поперек линий электрического тока, направленных от истока к стоку. Реализация такой направления движения ионов, особенно при испытаниях на ускорителях частиц, когда облучение БИС проводят с лицевой стороны микросхемы, маловероятно и обычно не учитывается при проведении расчетов. Например, в [3] авторы справедливо пренебрегли этим эффектом, так как рассматривали ионы железа, имеющие среднюю массу среди элементов таблицы Менделеева, так что при нормальном падении на поверхность микросхемы такие ионы приводят к сбою. В случае нашей оценки для альфа-частиц и протонов только при направлении движения вдоль поверхности микросхемы реализуется слабая вероятность расположения длинного участка траектории иона (равного ширине транзистора - 2 мкм) внутри чувствительной области транзистора, так что количество ионизованного заряда будет достаточно для возникновения сбоя.

Напротив, при ионизации чувствительного объема транзистора ионом кремния вероятность сбоя ячеек значительно выше, так как ионизирующая способность кремния и его длина пробега сопоставима с ионами железа, которые рассматривались в [3]. Отличие нашей задачи от задачи, решенной в [3], заключается в энергии иона кремния, получаемой от быстрого нейтрона (0.3...3 МэВ) - эта энергия на порядок меньше, рассмотренной в работе [3], где она составляла 16 МэВ. Поэтому ионизирующая способность «нашего» кремния на порядок ниже, чем исследованная в работе [3]. В связи с указанным, ионы кремния будут давать существенный ионизованный заряд, только если они будут двигаться вдоль поверхности БИС в направлении «ширины» транзисторов, так что их пробег (2 мкм) будет на порядок больше, чем рассмотренный в работе [3]. Отметим, что в [3] моделировалось движение ионов по нормали к поверхности БИС, так как происходит при испытаниях на ускорителях частиц. Ион в [3] пролетал только 0.2 мкм чувствительного объема транзистора, что соответствовало толщине слоя кремния под затвором транзистора.

Результаты оценки вероятности сбоя ОЗУ при облучении МэВ-ными альфа-частицами приведены в таблице 4.1. Сопоставление линейных потерь протонов МэВ-ных энергий с альфа-частицами показало, что линейные потери протонов примерно соответствует альфа-частицам, но с учетом особенностей траектории движения протона вероятность возникновения сбоев будет несколько ниже, чем у альфа - частиц ~10"6... 10"5.

Таблица 4.1 Вероятность сбоя ОЗУ при облучении нейтронами или альфа-

л

частицы в чувствительном объеме одного транзистора (1 мкм"*0.1 мкм)

Вероятность образования Вероятность пролета Вероятность сбоя ОЗУ 1

теплового пика частицы в Мбит, сбой

Тип ячеек Тип частиц или возникновения альфа частицы, штуки/с наихудшем направлении, штуки/с /с

Нейтроны 5 МэВ,

Обычная интегральный 1Л14 -2 поток 10 см 10~8 ю-10... ю-9 НГ'.ЛО'3

ячейка за 105 с

Альфа-частицы 10~8 ю-11 ю-5

1 МэВ

DICE ячейка Нейтроны 5 МэВ,

интегральный 1Л14 -2 поток 10 см ю-10 10"12...10"п 10"6...Ю"5

за 105 с

Альфа-частицы ю-10 ю-13 ю-7

1 МэВ

Так как потери альфа-частиц с энергией 5 МэВ имеет величину примерно равную альфа-частицам с энергией 1.5 МэВ, то вероятность сбоя будет примерно соответствовать приведенной в таблице 4.1.

Результаты оценки вероятности сбоя ОЗУ при нейтронном облучении из-за образования пика смещения МэВ-ным ионом кремния также приведены в таблице

Использование DICE ячеек позволяет существенно снизить частоту сбоев за счет того, что информация в ячейке храниться в нескольких пространственно-разнесенных узлах. Оценка частот сбоев DICE ячеек может быть проведена по аналогии с проведенной выше, только в качестве «наихудшей» траектории движения быстрой частицы следует выбрать такую траекторию, которая будет

проходить сразу через два или более узлов ячейки, в которых храниться информация. Как показали расчеты вероятность попадания быстрой заряженной частицы в чувствительные области сразу нескольких транзисторов на 2...3 порядка ниже, чем в чувствительную область одного транзистора обычной ячейки памяти без защиты. Полученные результаты расчетов в общем согласуются с имеющимися экспериментальными данными.

В связи с уменьшением проектных норм элементной базы до значений прядка 100 нм становится значимым влияние быстрых частиц с энергиями 0,1 -1,0 МэВ на сбои интегральных схем.

Как показывают приведенные данные (таблица 4.1), сбой может происходить как за счет альфа-частиц и протонов, так и за счет пиков смещения, вызванных ионами кремния. Вероятность сбоя в последнем случае выше. Линейные потери энергии указанных ионов имеет пороговую величину, поэтому необходимо сопоставление приведенных в расчете результатов с экспериментальными данными.

Предложенная в данной работе расчётно - экспериментальная методика анализа сбоев позволяет минимизировать объём экспериментальных данных для надёжного определения сечения сбоев при облучении частицами КэВ ного диапазона энергии [5, 6, 7].

С целью повышения точности определения характеристик зависимости поперечного сечения эффектов единичных сбоев (SEE) от линейных потерь энергии (LET) авторами был разработан метод оценки стойкости элементов цифровой техники к эффектам сбоев от воздействия единичных частиц [7]. Переходим к рассмотрению данного метода.

4.2 Метод определения минимального значения флюенса частиц, достаточного для генерации сбоев GaAs СВЧ и Si КНИ КМОП интегральных схем при стационарном нейтронном облучении.

Разработанный автором в соавторстве с Киселёвым В.К. метод [7] относится к способам испытаний полупроводниковых приборов на стойкость к воздействию тяжёлых заряженных частиц (ТЗЧ, или ионов) различных энергий космического пространства (КП) по результатам испытаний на стойкость к воздействию ионизирующих излучений (ИИ) моделирующих установок: 1) к импульсному реакторному гамма-нейтронному излучению; 2) импульсному рентгеновскому излучению электрофизических установок (генераторов рентгеновского излучения, линейных ускорителей, циклотронов); 3) ускорителей заряженных частиц; 4) импульсного лазерного излучения, с использованием коэффициентов относительной эффективности заданных уровней ИИ к излучениям моделирующих установок (МУ).

Испытания элементной компонентной базы на ускорителях, формирующих ТЗЧ, в соответствии с процедурой, представленной на Рис.4.2, позволяют установить абсолютное значение поперечного сечения <7{ЦТ в [см"] для SEE, которое является характеристикой чувствительности (стойкости) испытываемой БИС при облучении моноэнергетическим и мононаправленным пучком частиц j-го сорта (Рис.4.3):

, (4.1)

N(J)/S

где: v - количество (или частота, с"1) SEE, возникающих в БИС при облучении; NU) = Ф х cos в - количество (или интенсивность) частиц данного типа из

их общего потока f7 (или общей плотности потока, см"2 с"1), см"2, который падает под углом в на поверхность элемента ЭКБ, имеющего площадь S (Рис.4.4).

Гяжгр LET чктш

Иитсясиммт

О

7 (4>

Ч у>ткга»тй o6t*M

Р

90

50 10

ФЗП

ЛХЛ|Ч: 1С loot* (ЧТИ- * 1 1.1 IU жь

1 -V (5)

о s \

0 ---- (

-v

—1 -» N -

LET

(7)

Рис.4.2 Схема процедуры оценки зависимости вероятности сбоев от эффектов SEE от флюенса ТЗЧ [8].

ON № Ar Си

10 20 30 40 50 60 70 Й0 90 100 110

LET (МэВ см2/мг)

Рис.4.3 Типичная зависимость поперечного сечения SEE сг[см2] от линейных

гМэВ-см:

потерь энергии LET[-

мг

-] в Si от ионов Fe [9].

b

Рис.4.4 Исходная структура чувствительного объёма транзистора МОП для расчёта LET.

Энергетические характеристики частиц ускорителей наиболее близки к характеристикам ТЗЧ КП и, как правило, имеют высокую проникающую способность. Такие испытания позволяют установить наиболее точные абсолютные значения сечения a{s%(E,e,(p) для SEE при воздействии частиц j-го сорта в зависимости от их энергии и углов падения (полярного в и азимутального tp) и могут быть непосредственно использованы для прогнозирования количества или частоты SEE ,, при воздействии изотропных (в, (р = const) потоков ТЗЧ разного сорта и энергии по формуле:

v = ZiIJ <7(ii!(E,e,(p)Fj(E)dEcos6sm(pded(p, (4.2)

j

где: Fr (Е) - дифференциальный энергетический спектр направленного

2 1 1 потока, в единицах [см" стеррад" (МэВ/нуклон)" ], или плотности потока в

единицах [см"2 ср"1 (МэВ/нуклон)"1 с"1], частиц j -го сорта. Здесь «ср» - означает

стеррадиан (единица телесного угла).

Определение значений а\2(Е,в,(р) на ускорителях частиц в зависимости от нескольких параметров (сорта частиц, их энергии и углов падения) требует значительных временных и материальных затрат и поэтому существуют затруднения в непосредственном применении на практике для оценки радиационной стойкости элементов ЭКБ, предназначенных для бортовой радиоэлектронной аппаратуры космического аппарата. Для оптимизации процесса испытаний и сокращения их объёма до «разумных» пределов могут быть использованы моделирующие установки, в том числе исследовательский ядерный реактор и электрофизические установки, генерирующие импульсное рентгеновское излучение.

С целью удешевления испытаний эквивалентную поглощённую дозу гамма-рентгеновского излучения или рентгеновского излучения со спектром RS определяют с использованием метода, изложенного в [9].

Существующие тенденции разработки и изготовления БИС (т.е. сокращение размеров приборов, потребляемой мощности, увеличение линейного разрешения, увеличение объёма памяти и быстродействия) могут только увеличить чувствительность к эффектам SEE. Это легко можно увидеть, если представить прибор простым конденсатором (С), в который проникает ионизирующая частица, создающая нестационарный заряд Qt, в результате чего изменяется напряжение в нагрузке (т.е. логическое состояние). Эффект SEE наблюдается, если линейные потери энергии частиц let > qcrjt- величины «критического заряда». При уменьшении активной области такого прибора, её ёмкость также уменьшается и тот же самый заряд способствует появлению эффектов SEE. Прибор по толщине в основном остаётся неизменённым, подвергаются изменениям только длина и ширина прибора. Если будем рассматривать транзисторную структуру МДП в виде чипа квадратной конфигурации LxL, то критический заряд ос, достаточный для изменения логического состояния такого прибора, будет пропорционален квадрату размера/,. Модель «критического заряда» ос [10] пригодна для анализа SEE для интегральных микросхем (ИМС) ряда технологий (включая NMOS, CMOS/объёмный, CMOS/SOS, i2L, GaAs, ECL, CMOS/SOI, биполярный VHSIC). Этот критический заряд приводит непосредственно к переключению из состояния логической «1» в состояние логического «0» или изменению логического состояния (конверсии), но он может быть меньше, чем полный радиационно-индуцированный заряд о, из-за длины трека ТЗЧ в чувствительном объёме структуры МДП, который используется в модели «хорды» S (Рис.4.4). Хорда минимальна при нормальном падении ТЗЧ на лицевую или инверсную поверхность чипа структуры МДП и принимает максимальное значение Smax, когда является пространственной диагональю чипа в виде параллелепипеда (Рис.4.4). Существенно то, что ос является разницей между зарядом о, в узле и

минимальным зарядом, необходимым для усиления и последующей конверсии. Для линейных потерь энергии частиц ЬЕТь можно записать:

МэВ > .......Mi В у. см2 у г

LETL(-; = LET(--)Хр( )9 (4.3)

см г см'

где: LET- массовые потери энергии ТЗЧ; р- плотность материала М, тогда полные потери энергии на длине хорды выделенного чувствительного объёма структуры МДП составят

E]ot = LETl XsALix(M3B). (4.4)

Здесь длина максимальной хорды S\iA\ транзисторной структуры даётся в [см]. Для более корректной оценки генерации зарядов необходимо располагать данными о следующих константах: К* - постоянной генерации носителей заряда,

[Кл см"3 рад"1 (М)]; f'{ - предельному значению доли нерекомбинированного радиационно-индуцированного заряда; в']с- фактору дозового накопления гамма-рентгеновского излучения моделирующей установки со спектром квантов RS, а Kg, fl, b'Jc - такие же константы для ионов KQ. В большинстве измерений эти

величины не могут быть селектированы без принятия определённых допущений [11].

В табл.4.2 приведены пределы изменения величины LET, при которых требуется анализ тех или иных видов излучений КП. Как следует из

л

таблицы при LET > 100МэВ'см7мг схема считается стойкой и анализа не требуется.

Таблица 4.2 - Условия анализа стойкости к воздействию ИИ КП [8]

ЬЕТШ приборов Внешние воздействия для анализа

<10 МэВ'см2/мг ТЗЧ, захваченные протоны, протоны солнечного ветра

10-100 МэВсм2/мг ТЗЧ

>100 МэВ'см2/мг Анализа не требуется

Одна из классических интерпретаций состоит в том, что общая острота кривых поперечного сечения зависит от вариации межячеечной чувствительности к эффектам SEE [12]. Такая интерпретация несомненно более подходит для

нерегулярных схем, таких, например, как логические схемы. Однако, в случае БИС памяти, такой, как статическое запоминающее устройство SRAM (Static Random Access Memory) или динамическое запоминающее устройство DRAM (Dynamic Random Access Memoryj, тщательное рассмотрение экспериментальных данных включает в большей степени роль внутреннего содержания ячеек, нежели межячеечных различий.

Техническим результатом предлагаемого способа оценки стойкости элементов цифровой техники к эффектам сбоев от воздействия единичных частиц является повышение точности определения характеристик зависимости поперечного сечения эффектов единичных сбоев (SEE) от LET, а также определение минимального значения флюенса частиц Fmin достаточного для генерации эффектов SEE.

Технический результат достигается тем, что в способе ог^енки стойкости элементов г^ифровой электроники к эффектам сбоев от воздействия единичных частиц космического пространства путём определения минимального значения потока частиц, соответствующего отличному от нулевого значения сечению сбоев в области малых значений линейной передачи энергии частицами, для чего получают экспериментальную зависимость величины сечения сбоев от величины линейных потерь энергии частиц, аппроксимируют эту зависимость теоретическим многопараметрическим законом распределения, экстрагируют параметры этого распределения, определяют пороговое значение линейных потерь энергии единичных частиц, соответствующего минимальному значению сечения сбоя, определяют максимальное значение сечения сбоев в режиме насыщения и минимальное значение потока частиц, а затем реализуют сопоставление минимальных значений потоков частиц, полученных с использованием следующих математических моделей:

1) в качестве теоретического многопараметрического интегрального закона распределения сечения сбоя для значений, больших величины порогового значения линейных потерь принимают трёхпараметрический закон распределения Вейбулла, а для значений, меньших величины порогового

значения линейных потерь, но больших величины их нулевого значения, принимают равномерный закон распределения, учитывающий «предысторию» возможности появления единичных сбоев, полагают в качестве критерия равными интенсивности сбоев и определяют сечения сбоев и минимальное значение потока частиц;

2) для Вейбуловского и равномерного законов распределения принимают в качестве критерия равными между собой интегральные функции распределения и определяют сечения сбоев и минимальное значение потока частиц;

3) для порогового значения линейных потерь энергии частиц принимают в качестве критерия комбинированную величину интенсивности сбоев, которую определяют в виде суммы величин интенсивности сбоев для равномерного и Вейбулловского законов распределения, определяют сечения сбоев и минимальное значение потока частиц;

4) для Вейбулловского и равномерного законов распределения определяют величины ресурсов, а в качестве скорректированной величины ресурса для порогового значения линейных потерь энергии частиц принимают в качестве критерия произведение указанных ресурсов, определяют сечения сбоев и минимальное значение потока частиц;

5) принимают в качестве критерия равными интегральные функции распределения сбоев для Вейбулловского и равномерного законов распределения, а затем определяют скорректированную пороговую величину линейных потерь энергии частиц, определяемую в виде линейного соотношения соответствующих величин для указанных законов, определяют сечения сбоев и минимальное значение потока частиц;

6) определяют в качестве критерия скорректированный ресурс как произведение ресурсов для Вейбулловского и равномерного законов распределения, затем определяют параметры скорректированного закона распределения и получают скорректированное значение минимального потока частиц, определяют сечения сбоев и минимальное значение потока частиц;

7) в качестве критерия равными принимают ресурсы, определенные для Вейбулловского и равномерного законов распределения, определяют параметры скорректированного закона распределения, определяют сечения сбоев и минимальное значение потока частиц;

из полученного набора данных выбирают минимальное значение потока частиц (наихудший случай).

Предлагаемый метод реализуется следующим образом [7]. На моделирующей установке (МУ) или имитационными методами экспериментально снимают зависимость поперечного сечения о эффектов SEE от величины LET. В качестве моделирующих установок используют импульсные источники, такие, например, как импульсные ядерные реакторы, электрофизические установки, генерирующие импульсное X-Ray, циклотроны протонного излучения и т.п. [13]. Имитационные методы реализуют с помощью импульсного лазерного излучения [14] или методами компьютерного моделирования. Полученную зависимость о = f(LET) далее аппроксимируют теоретическим интегральным многопараметрическим законом распределения, экстрагируют параметры этого распределения, определяют пороговое значение ьеттн, соответствующее минимальному значению поперечного сечения SEE <тмш, определяют максимальное значения поперечного сечения в режиме насыщения c-v 1Т. Затем определяют значения потока частиц emin, соответствующего отличному от нулевому значению поперечному сечению <rMIN. В качестве теоретического многопараметрического интегрального закона распределения поперечного сечения SEE для значений LET, больших величины порогового значения letth принимают закон распределения Вейбулла

Fw (LET) = -?-{!-ехр!-<Ш'-Ш:<» У } (4.5),

сTSAT Т]

где leTjjj =у- параметр положения, ?] - параметр масштаба, /3- параметр формы, а для значений LET, меньших величины порогового значения letth , но больших величины их нулевого значения, принимают интегральный закон

распределения, учитывающий «предысторию» возможности появления

единичных сбоев SEE.

Для диапазона 0<ЕЕТ<ЕЕТкш в качестве плотности исходного

распределения поперечного сечения принимают равномерное распределение

„ , _ „ „ , су dLET pdfu( LET) =-----(4.6)

<7\l\\ b а

МэВ-см2

с верхним граничным значением Ь = ЬЕТМЛХ = 100-1—, равным

мг

максимальному значению величины линейной передачи энергии, выше которой испытания на стойкость к воздействию SEE рекомендуется не проводить, а = 0 -нижнее граничное значение, а интегральный закон распределения поперечного сечения сбоев SEE в этом диапазоне задают в виде

FV(LET) = ■ (LET / LETMAX) (4.7)

а'мах

Затем реализуют критерии сопоставления этих двух распределений для значения letth, получают на основании этого скорректированное значение LETjhrr и соответствующие ему поперечные сечения io-(\(llyR)l . Затем находят соответствующие значения потока частиц (Fmin)^ соответствующие отличному от нулевого значения поперечному сечению (стсМшЯ), • В приведённых ниже

л

примерах величина поперечного сечения сбоев SEE o-W I Y = /ош .

Для первого критерия для значения let = ьетш величины интенсивности

поперечного сечения сбоев для равномерного и Вейбулловского законов распределения поперечного сечения сбоев принимают равными между собой, z, : = zw, считая их непрерывными величинами. В свою очередь, для равномерного закона распределения поперечного сечения сбоев SEE функцию интенсивности сбоев выбирают в виде

у dBu(LET)__/ /

" dLET R„(LET) (LETuis - LET) ' ''

где R(LET) = 1-F(LET)- функция ресурса, для Вейбулловского закона распределения поперечного сечения сбоев SEE функцию интенсивности SEE - в виде

Z (LET)- d^(LET) 1 _P/LET-LETMAX]p_l W{ Rw (LET) Rw (LET) rj[ rj 7 '

Для второго критерия принимают равными интегральные функции распределения сбоев FW(LET^0) = FV(LET^0) для Вейбулловского и равномерного распределений в виде соотношения

//-ехр[-(ЬЕТ^~ЬЕТш) = (4.10),

Л ^мАх 100

которое в асимптотике LET^0 < LETm даёт единственное значение LET^0 » 0. При равенстве FW(LET^0) = Fjj(LET^0) реализуют соотношение вида LET^0 = LETm - 7 /7, которое позволяет оценить LETfQ, a(LET^0) и f*q при определении функции распределения fw(LET) в диапазоне изменения LET

от ьеттню

В качестве третьего критерия принимают комбинированную величину интенсивности сбоев zz(LET), которую определяют в виде суммы интенсивности SEE равномерного (4.8) и Вейбулловского (4.9) законов распределения поперечного сечения сбоев.

В качестве четвертого критерия для всех значений LET величины ресурса для равномерного закона распределения поперечного сечения сбоев SEE

Rjj(LET)K виде

rli(let) = 1 -f(let) = --= а max-let) ^ ^

g'max letmax &м.4х letmax

и для Вейбулловского закона распределения поперечного сечения сбоев SEE RW(LET) в виде

д, (let) = — exp[-(lki~ lki"1)" ' ] (4.12)

&SAT Ч

принимают в качестве результирующей величины ресурса r^let)

произведение ресурсов для равномерного распределения и распределения Вейбулла поперечных сечений сбоев

R,(LETm) = Rli(LETth) ■ RW(LETTH) (4.13),

или в виде

R,(LET) = exp[-(LET ~ LET™ /-']■ LET*Z ~ LET (4.14)

<TSAT(TMAX Л L^hlix

В качестве пятого критерия равными принимают интегральные функции распределения сбоев для Вейбулловского и равномерного законов распределения Fw (LETg0 ) = Fjj(LET^q ). Для диапазона изменения LET от нуля до +оо

представляют F(LET^f ) также в виде

F(LETj^ ) = а(ЬЕТтн ) = j _ f-exp(ZI ■ LET^f )] (4.15),

aSAT

затем, следуя процедуре линеаризации преобразуют её к форме линейного

соотношения Y = Х + В, где его члены Y , X, В определены в

1 7 11 j _ ст{11А!И ) г] 1 (Ю- LE Ij,J

& sat

после чего, при применении численных методов решения в качестве выходных данных определяют значения let^ и <y(let^}f ), а также величину Fj'iin = 1 cr()- минимального потока частиц, достаточного для генерации

SEE.

В указанное линейное соотношение подставляют соответствующие значения let = let^j и при 7 = 0 полученное равенство

InLET^jf + М- +---— ) = <) (4.17)

Л 100- LETjg

преобразуют к виду квадратного уравнения ах2 +Ьх + с = о

х2-(100+-)х + (1 + —) = 0 (4.18),

TJ TJ

где: а = 1, b = (100+-), с = (1 + —).

77 77

Для шестого критерия определяют скорректированный ресурс как произведение ресурсов для равномерного и Вейбулловского законов распределения rs(let) = ru(let )-riv(let интегральную функцию распределения fz ( тет) поперечных сечений SEE представляют в виде

F,(LETJ - ,--. J • ^^ (4.19),

^.4.1 У • &МАХ Л 100

которую относительно <у(ьеъ) преобразуют в квадратное уравнение вида

ах2 + Ьх + с = О

X2 + х( ^лх-100 _ ((JSAT(JMAX-100 = 0

1 оо - LETjjj wo- let;;f

Сд 1лу-100 <7V4i(T,l4v ■ 100

где x = <t(let£? ), а = 1, b = —^-—, с = млх , решая которое

100-LET^ 100- LET-^f

при подстановке экспериментально полученных данных LET^f, <=rS4T, стМАХ

получают значение гг(тет^ ), в то время, как обратная величина позволяет

определить минимальную величину потока частиц, достаточных для генерации

SEE.

В качестве седьмого критерия равными принимают значения ресурсов для равномерного закона распределения поперечного сечения сбоев ru(let) в виде (4.11) и для Вейбулловского закона распределения (4.12) в виде (4.13)

Ru( LErlfQ) = Rlv( LETgg) или соотношение

exp[-(LET"Q ~ LETm f-1 = ШТшх ~ LET"Q , (4.21)

v letmax

которое преобразуют в

LET гл л- -LET*

LETiQ = 77 • Jn(--^-Щ + LETm , (4.22)

•-"чах

которое решают численными методами и находят значение LETeo ,

соответствующее значение <j(LETe0), обратную величину /<}шх =-—-—,