Author: Першенков В.С. Попопв В.Д. Шальнов А.В.
Tags: электротехника ядерная, атомная и молекулярная физика микросхемы поверхностные радиационные эффекты
ISBN: 5-283-02942-5
Year: 1988
Text
В.С.ПЕРШЕНКОВ
В.Д.ПОПОВ
А.В.ШАЛЬНОВ
ПОВЕРХНОСТНЫЕ
РАДИАЦИОННЫЕ
ЭФФЕКТЫ
В ИМС
1
Методы
проведения
радиационных
испытаний
2
Поверхностные
радиационные
эффекты
в структуре
диэлектрик -
полупроводник
3
Поверхностные
радиационные
эффекты
в биполярных
ИМС
4
Радиационные
эффекты
В МДП ИМС
В.С.ПЕРШЕНКОВ
В.Д.ПОПОВ
АВ.ШАЛЬНОВ
ПОВЕРХНОСТНЫЕ
РАДИАЦИОННЫЕ
ЭФФЕКТЫ
В ЭЛЕМЕНТАХ
ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ
МОСКВА
ЭНЕРГОАТОМИЗДАТ
1988
УДК 621.3.049.77:539.16.04
Першенков В. С., Попов В. Д., Шальнов А. В. Поверх*
ностные радиационные эффекты в элементах интеграль-
ных микросхем. — М.: Энергоагомиздат, 1988. — 256 с. —
ISBN 5-283-O2942-5
Проанализировано влияние поверхностных радиационных эф-
фектов в структуре диэлектрик-полупроводник на свойства
элементов интегральных микросхем со структурой металл -
диэлектрик-полупроводник и элементов биполярных инте-
гральных микросхем. Рассмотрены физические модели, кото-
рые можно использовать при проектировании и создании ин-
тегральных микросхем, предназначенных для работы в усло-
виях воздействия ионизирующего излучения. Проведен анализ
источников излучений и обосновано применение моделирующих
установок для исследования радиационных параметров инте-
гральных микросхем.
Для научных работников, инженеров, аспирантов и студен-
тов старших курсов, занимающихся разработкой и применением
высокостабильных интегральных микросхем.
Табл. 28. Ил. 139. Библиогр.: 233 назв.
Рецензент член-корреспондент АН БССР Ф. П. Коршунов
П
2403000000-029
051 (01)-88
86-88
ISBN 5-283-02942-5
© Энергоатомиздат, 1988
Предисловие
Поверхностные радиационные эффекты являются составной
частью широкого круга разнообразнейших явлений, происходящих в
полупроводниковых приборах и интегральных микросхемах (ИМС)
при воздействии ионизирующего излучения. В настоящее время наибо-
лее широкое распространение в дискретном и в интегральном испол-
нении нашли кремниевые планарные приборы, неотъемлемой частью
которых является пленка диэлектрика, нанесенная на поверхность по-
лупроводника. Во всех монографиях [1-7], посвященных радиацион-
ным эффектам в полупроводниковых приборах, вопросам поверхност-
ных радиационных нарушений всегда уделялось большое внимание.
Однако повышение степени интеграции ИМС, создание больших (БИС)
и сверхбольших (СБИС) интегральных схем привело к увеличению
роли поверхности и вызвало необходимость более углубленного ана-
лиза поверхностных радиационных эффектов и выяснения их вклада
в изменение параметров планарных приборов и ИМС. Переведенная на
русский язык монография [8] в настоящее время устарела, так как
охватывает лишь начальный период исследования поверхностных эф-
фектов. Поскольку основная масса информации по этому вопросу раз-
бросана по большому количеству работ, опубликованных в периодиче-
ской печати, то одна из задач настоящей книги — обобщение многочис-
ленных публикаций и оригинальных исследований, проводившихся
с участием авторов.
Поверхностные радиационные эффекты наиболее сильно проявляют-
ся в виде остаточных долговременных изменений параметров планар-
ных полупроводниковых приборов. Поэтому в данной работе переход-
ные кратковременные процессы, возникающие при мощных импуль-
сах ионизирующего излучения, не рассматриваются.
Поверхностные радиационные эффекты следует учитывать в первую
очередь в приборах со структурой металл-диэлектрик-полупровод-
ник (МДП), где накапливаемый в подзатворном диэлектрике заряд
и плотность образующихся поверхностных состояний практиче-
ски полностью определяют их работоспособность. В биполярных при-
6
Предисловие
борах роль поверхностных эффектов возрастает при уменьшении
линейных размеров транзисторов [3]. В связи с увеличением степени
интеграции и плотности упаковки ИМС границы отдельных областей
существенно приблизились друг к другу. Применение изопланарной
технологии привело, например, к приближению границы раздела ди-
электрик-полупроводник к рабочим областям биполярных транзи-
сторов. При этом увеличилось влияние на характеристики приборов
таких параметров, как плотность поверхностных состояний и накоп-
ленный заряд в изолирующем окисле. Поэтому в ряде случаев поверх-
ностные радиационные эффекты являются определяющими и для
биполярных ИМС.
Поверхностные радиационные эффекты обусловлены специфиче-
скими особенностями строения структуры диэлектрик—полупровод-
ник и представляют собой "подпороговые” механизмы дефектообразо-
вания. Поэтому в работе изложен взгляд на строение оксида (двуокиси
кремния) как наиболее широко распространенного в планарных при-
борах материала диэлетрических пленок переходной от диэлектрика
к полупроводнику области, а также приповерхностной области полу-
проводника (кремния). Этот взгляд базируется на обобщении работ за-
рубежных и отечественных ученых, а также на работах авторов данной
книги.
Отметим, что понятие поверхностные эффекты в буквальном по-
нимании этого слова для изопланарных структур, если подходить
строго, вообще не приемлемо, так как активная область баэы, гранича-
щая с окислом, удалена от поверхности кристалла. Более правильно
было бы говорить о влиянии на параметры элементов не поверхност-
ных радиационных эффектов, а радиационных эффектов в гетеропере-
ходах, входящих в состав исследуемых приборов, так как система крем-
ний-диоксид кремния представляет собой типичный пример гетеро-
структуры. Однако в дальнейшем мы будем использовать общепри-
нятое понятие поверхностные эффекты, относя к этому классу эф-
фекты, возникающие на границах раздела диэлектрик—полупровод-
ник, вне зависимости от их геометрического положения относительно
поверхности кристалла.
Настоящая книга посвяшена поверхностным радиационным эффек-
там как в МДП, так и в биполярных микросхемах. Специфические
особенности физических механизмов, лежащих в основе работы по-
левых и биполярных приборов, определяют существенные различия в
описании их поверхностных радиационных свойств. Несмотря на
общность исходных физических явлений, происходящих на поверхно-
сти полупроводника при воздействии ионизирующих излучений, их про-
явление для полевых и биполярных приборов совершенно различно.
Для полевых транзисторов главное — сдвиг порогового напряжения,
а для биполярных — увеличение рекомбинационных потерь. Кроме
того, различен уровень теоретической и экспериментальной проработки
Предисловие
7
вопросов воздействия поверхностных радиационных эффектов на
характеристики элементов МДП и биполярных микросхем. Для поле-
вых транзисторов и схем на их основе накоплен более обширный мате-
риал вследствие того, что целенаправленное изучение их радиационных
свойств, а следовательно, и поверхностных радиационных эффектов
было начато еще в начале 60-х годов, тогда как для транзисторов бипо-
лярных ИМС внимание к поверхностным эффектам заметно активизи-
ровалось лишь в конце 70-х годов при освоении микронного рубежа
линейных размеров элементов ИМС.
Вследствие этого при анализе поверхностных радиационных эффек-
тов в МДП-приборах наряду с описанием физических процессов в
МДП-транзисторах рассмотрены радиационные свойства наиболее широ-
ко распространенных вентильных структур и фрагментов МДП-микро-
схем. В биполярных структурах основное внимание обращено на опи-
сание физических эффектов в л-р-и-интегральных транзисторах с уче-
том влияния пассивирующего и изолирующего оксидов, выявление
источников дополнительных рекомбинационных потерь.
Отказы МОП ИМС, вызванные воздействием ионизирующих излуче-
ний, носят как постепенный, так и катастрофический характер. Пер-
вый вид отказов, вызванный постепенным изменением парамеров МОП
ИМС, широко освещен в литературе. Второй вид отказов, связанный,
главным образом, с пробоем тонкой пленки подзатворного оксида,
изложен на материалах оригинальных исследований.
С уменьшением размеров приборов до субмикронных различие
между поверхностными эффектами биполярных и МДП ИМС посте-
пенно стирается. Специфика проявлений радиационных эффектов при
повышении интеграции в данной работе прослеживается на примере
МДП ИМС.
Изучение физических эффектов в микроэлектронных структурах —
основа разработки физико-топологических моделей элементов микро-
схем. По мере усложнения ИМС моделирование становится объек-
тивной необходимостью при выборе оптимальных конструктивных
решений, так как эмпирический поиск, особенно при проектировании
БИС, не эффективен. Это связано со сложной конфигурацией транзис-
торов и наличием многочисленных контролируемых параметров. Исполь-
зование моделирования позволяет существенно сократить тредоемкость
работ и сроки проектирования, Физико-топологические модели явля-
ются, как правило, составной частью иерархических систем сквозного
пректирования, что предъявляет определенные требования к их точ-
ности и сложности. Эти требования противоречивы. Стремление к по-
лучению лучшей адекватности описания и повышению точности реа-
лизуется путем построения более сложных с математической точки зре-
ния моделей, перехода к двумерным и трехмерным приближениям.
При этом часто из поля зрения выпадает проблема идентификации
внутренних параметров моделей. Такими параметрами являются, на-
8
Предисловие
пример, время жизни неосновных носителей заряда, скорость поверх*
ностной рекомбинации на границе раздела оксид—полупроводник, вели-
чина заряда в оксиде. Внутренние параметры определяют численные
значения коэффициентов в дифференциальных уравнениях, описываю-
щих процессы переноса в областях транзистора и, естественно, непос-
редственно влияют на результаты расчета. Значения внутренних парамет-
ров на современном уровне развития моделирования не могут быть рас-
считаны. Поэтому необходим феноменологический подход к их иден-
тификации.
Непосредственное измерение внутренних параметров представляет со-
бой порою технически невыполнимую экспериментальную задачу. Более
широкое распространение получил подход, основанный на использовании
тестовых структур [5]. Причем успешное решение задачи оптимального
проектирования требует согласованного подхода как к разработке моде-
лей физических эффектов, так и к созданию диагностических тестовых
наборов для определения внутренних параметров. Методологическая
основа такого подхода изложена в данной работе на примере биполяр-
ных структур.
Разделы, посвященные методам повышения радиационной стойко-
сти планарных ИМС, не претендуют на полноту, а лишь иллюстрируют
чувствительность поверхностных радиационных эффектов к измене-
нию параметров технологического процесса изготовления планарных
структур.
Гл. 1 написана профессором А. В. Шальновым, гл. 2 и 4 — канд.
техн, наук В. Д. Поповым и гл. 3 — канд. техн, наук В. С. Першенковым.
Авторы выражают надежду на то, что данный труд будет полезен не
только научным работникам и специалистам промышленности, но и
студентам старших курсов высших учебных заведений. Авторы с при-
знательностью примут все замечания и пожелания по данной книге и
учтут их в своей дальнейшей работе.
Авторы
Проанализированы источники излучений и моделирующие
установки. Приведены параметры основных естественных
и искусственных источников. Обсуждаются вопросы экспе-
риментального исследования поверхностных эффектов, при-
менения ЭВМ для радиационных испытаний и анализа ра-
диационных эффектов в элементах ИМС
1.1
ВВЕДЕНИЕ
Естественные и искусственные источники ионизирующего
излучения, создающие потоки заряженных и нейтральных частиц или
электромагнитные излучения, воздействуют на элементы интегральных
микросхем одинаково, что вызывает нарушение нормальной их работы.
Поэтому разделение источников ионизирующего излучения на соб-
ственно источники и моделирующие их установки в значительной мере
искусственно.
При взаимодействии корнускулярного и электромагнитного излу-
чения с твердым телом происходит передача энергии последнему,
в результате чего изменяются его свойства. Характер взаимодействия
и проявляющиеся эффекты в общем случае зависят от вида излучения,
его энергии и интенсивности. Наиболее адекватным моделированием
являются натурные испытания.
Они, однако, бывают дорогостоящими и иногда не позволяют де-
тально исследовать природу возникающих в схемах дефектов. Пример -
работа радиоэлектронной аппаратуры (РЭА) на спутниках, не возвра-
щаемых на Землю. Точное представление об изменении характеристик
интегральных схем, работающих в космических условиях, можно полу-
чить, если создать эти условия на земле. Когда все три основные ха-
рактеристики ионизирующего излучения (а, возможно, и другие внеш-
10
1. Методы проведения радиационных испытаний
ние условия, такие, как температура, вакуум и т. д.) будут адекватны
космическим, моделирование можно считать достаточно корректным.
При таком моделировании главный выигрыш заключается в том, что
соответствующую аппаратуру не надо посылать в космос. Однако реа-
лизовать этот подход трудно. Во-первых, часто невозможно создать
искусственно потоки частиц тех энергий, которые имеются в космиче-
ском пространстве. Во-вторых, испытание в реальном масштабе вре-
мени, т. е. при равных интенсивностях потоков частиц, должны про-
должаться одинаковое время. Ясно, что такие испытания должны быть
ускоренными. В силу этих и других причин моделирующие испытания
проводятся, как правило, в иных условиях, чем действительные усло-
вия работы аппаратуры.
Основной критерий правомерности проведения таких испытаний -
адекватность не самих излучений, а тех эффектов, которые происходят
в твердом теле. При этом возможны замены одного вида ионизирующе-
го излучения другим, применение других энергии и интенсивности.
Известно также, что в твердом теле можно создать те же эффекты,
что и ионизирующее излучение, совершенно другими, например элект-
рическими. методами (см. с. 43).
Итак, основой моделирования является получение в твердом теле
тех же эффектов, что создает ионизирующее излучение, при условии
предварительного рассмотрения процессов, происходящих при взаи-
модействии излучения с веществом. Очень часто бывает необходимым
выделить наиболее важный, главный эффект, который доминирует над
всеми остальными и вносит наибольший вклад в нарушение работы
ИМС. Тогда процесс моделирования существенно упрощается.
Проведение ускоренных испытаний требует использования потоков
излучения, значительно превышающих уровни, при которых действи-
тельно работает схема.
Два типа установок могут быть одновременно отнесены как к ис-
точникам излучений, так и к моделирующим установкам - это реак-
торы и ускорители заряженных частиц. Эти установки в земных ус-
ловиях являются стационарными, и поэтому основная аппаратура
электроники в них может быть размещена за биологической защи-
той. Сама же защита создается с целью понизить уровень излучения
до значений, обеспечивающих безопасную работу персонала и не пред-
ставляющих поэтому серьезной опасности для аппаратуры. В силу не-
обходимости некоторые первичные преобразователи и исполнитель-
ные устройства систем автоматизации функционируют при высоких
уровнях ионизирующего излучения. Эти устройства в земных стацио-
нарных условиях, когда нет серьезных массогабаритных ограничений,
а также ограничений, связанных с энергопотреблением, могут ис-
пользовать другую элементную базу, отличную от микроэлектронной.
Отличная от этой ситуация создается, когда ядерно-энергетическая
установка находится на борту движущегося объекта. При этом, по
1.2. Источники ионизирующих излучений
11
сравнению со стационарными объектами, изменяется радиационная об-
становка. Если условия работы такой установки связаны с необходи-
мостью управления ее работой оператором, то они практически не от-
личаются от стационарных. Если же установка управляется дистанцион-
но, то уровни радиации могут быть значительно выше. И уже особенно
это относится к ядерно-энергетическим установкам, находящимся
на космических объектах, где применение защиты ограничивается
массогабаритными ограничениями или даже исключается совсем.
Наконец, следует упомянуть о том, что ряд процессов, происходя-
щих в твердом теле при кратковременном однократном или периоди-
ческом воздействии, носит релаксационный характер. Это следует
иметь в виду в тех случаях, когда в качестве моделирующих устано-
вок используют ускорители, имеющие специфическую микрострук-
туру пучка, связанную с принципом их работы. В наиболее сложных
случаях для ускорения используют высокочастотные источники, рабо-
тающие в импульсном режиме. Тогда временная структура пучка
носит отпечаток двойной периодичности: одна связана с частотой сле-
дования импульсов, а другая — с высокой частотой следования сгуст-
ков ускоренных частиц внутри импульса. Эти временные характери-
стики следует учитывать при анализе релаксационных процессов в
твердом теле.
Экспериментальное исследование радиационных эффектов, ставя-
щее целью выяснение их природы и создание эффективных физиче-
ских моделей, позволяет впоследствии при изготовлении интегральных
микросхем либо обойтись совсем без радиационных испытаний, либо
определять физические характеристики специальных тестовых
структур.
Широкое применение вычислительной техники для физического
эксперимента стало возможным благодаря ее удешевлению, повы-
шению надежности, разработке математического обеспечения, позво-
ляющего быстро обрабатывать результаты эксперимента и представлять
их в удобной для экспериментатора форме. Другая причина примене-
ния ЭВМ заключается в возможности следить за изменением характе-
ристик приборов в масштабе реального времени. И, наконец, боль-
шинство современных установок для радиационных испытаний пред-
ставляет собой радиационно-физические комплексы, для управления
режимами работы которых уже применяется вычислительная тех-
ника. Поэтому автоматизация физического эксперимента фактически
не требует использования специальных ЭВМ и может быть осуществле-
на с помощью вычислительных средств, уже имеющихся в составе
радиационно-физического комплекса.
12
1. Методы проведения радиационных испытаний
1.2
ИСТОЧНИКИ ИОНИЗИРУЮЩИХ ИЗЛУЧЕНИЙ
Вследствие быстрого развития науки и практического
освоения ее достижений в последние десятилетия появились новые ви-
ды внешних воздействий на материалы, элементную базу и более слож-
ные изделия электронной техники. Одно из таких воздействий оказы-
вает ионизирующее излучение. Повышенный интерес к воздействию
ионизирующих излучений связан с выходом летательных аппаратов в
космос [9], с развитием атомной энергетики и ее применением как в
земных условиях, так и в космическом пространстве [10—12], а так-
же возможным воздействием атомного или ядерного взрыва [3, 4]
и излучением ускорителей [13]. К источникам излучений мы отне-
сем естественные условия космического пространства, излучения от
ядерных реакторов и других источников энергии на летательных ап-
паратах и ядерный взрыв.
Ионизирующие излучения — это частицы и фотоны. Ионизирующее
излучение, состоящее из частиц с массой, отличной от нуля, называют
корпускулярным излучением. Потоки частиц состоят из нейтронов
(л), прогонов (р), тяжелых ионов и электронов (е). Частицы отлича-
ются друг от друга массой и зарядом и по-разному взаимодействуют с
веществом. Фотонное ионизирующее излучение можно разделить на
у-излучснис и рентгеновское излучение. у-Излучение — фотонное излу-
чение. возникающее при изменении энергетического состояния атомных
ядер или при аннигиляции частиц. Рентгеновское излучение - фотонное
излучение, состоящее из тормозного и (или) характеристического излу-
чений. Обычно воздействие на интегральные схемы тяжелых частиц, та-
ких, как fl-частицы и тяжелые ионы, не рассматривалось в связи с тем,
что их интенсивности и пробеги очень малы. С уменьшением размеров
элементов ИМС и возможным сбоем или выходом ее из строя вслед-
ствие единичного воздействия приходится учитывать и эти факторы
[14,15].
Потоки частиц и у-излучения могут быть непрерывными или импуль-
сными, а их воздействие на ИМС может вызывать обратимые или не-
обратимые эффекты.
Наиболее распространенными характеристиками ионизирующего из-
лучения являются флюенс, плотность потока и энергетический спектр.
Флюенс определяется отношением числа ионизирующих частиц, про-
никающих в объем элементарной сферы, к площади поперечного сече-
ния этой сферы (см-2). Плотность потока равна отношению потока
ионизирующих частиц (числа частиц, падающих на данную поверх-
ность, за единицу времени), проникающих в объем элементарной сфе-
ры, к площади поперечного сечения этой сферы (см"’ • с"1). Энергети-
ческий спектр определяет распределение ионизирующих частиц по
1.2. Источники ионизирующих излучений
13
энергии. Рассмотренные характеристики чаще всего относятся к корпус-
кулярному излучению. От этих величин зависит энергия, переносимая
потоком частиц, и, следовательно, энергия, выделяемая этим потоком
в том или ином объеме ИМС. Энергия, которая передается (поглощает-
ся веществом) при прохождении частиц, определяется взаимодействи-
ем частиц с ядрами и электронными оболочками и зависит от энергии
частиц.
Для оценки поля фотонного излучения в практических задачах час-
то используют дозовые характеристики: экспозиционную и поглощен-
ную дозы.
Экспозиционную дозу определяют как отношение суммарного заря-
да всех ионов одного знака, созданных в воздухе, когда все электроны
и позитроны, освобожденные фотонами в элементарном объеме возду-
ха, полностью остановились в воздухе, к массе воздуха в указанном
объеме. Единица экспозиционной дозы излучения — Кл • кг'1, равная
экспозиционной дозе рентгеновского и 7-излучения, при котором кор-
пускулярная эмиссия в сухом атмосферном воздухе массой 1 кг про-
изводит ионы, несущие электрический заряд каждого знака, равный
1 Кл [16]. Между единицей Кл - кг*’ и широко используемой внеси-
стемной единицей рентген (Р) существует связь 1 Р = 2,58 • ПГ4 Кл • кг'1.
Для мощности экспозиционной дозы используется количество энер-
гии, характеризующей пучок и выделяемой в секунду, единица изме-
рения Кл • кг'1 • с'1. Очевидно, что 1 Р • с'* = 2,58 • КГ4 Кл • кг-1 • с-1.
Энергия, поглощенная в каком-либо объеме вещества, составляет
определенную долю энергии, переносимой потоком частиц или электро-
магнитным излучением. Исключением являются низкоэнергетические
тяжелые ионы, передающие практически всю энергию сравнительно
небольшому объему материи.
В случае частиц общая поглощенная энергия определяется удель-
ными потерями энергии на единицу длины пройденного пути. Эти по-
тери распределяются между возбуждаемыми ими процессами в за-
висимости от энергии частицы. Если известны энергия и тип частицы,
то можно рассчитывать выделенную ей энергию в веществе и ее изме-
нение по длине траектории [17].
Для электромагнитного излучения радиационные эффекты опреде-
ляют поглощенной дозой, составляющей часть потока энергии прохо-
дящего излучения. Поглощенная доза (или просто доза излучения)
равна отношению средней энергии, переданной ионизирующим излу-
чением веществу в элементарном объеме, к массе вещества в этом
объеме. В СИ она измеряется в греях (Гр). Один грей равен погло-
щенной дозе излучения, соответствующей 1 Дж ионизирующего излу-
чения любого вида, переданной облучаемому веществу массой 1 кг.
Между единицей грей и внесистемной единицей рад существует связь
I рад = 1СГ2 Гр. Для оценки количества энергии, переданной веществу
14
1. Методы проведения радиационных испытаний
в единицу времени, используется единица Гр • с-1. Очевидно, что
имеет место соотношение 1 рад • с-1 = 10-2 Гр • с-1.
Значительно более сложен процесс передачи энергии веществу, ког-
да первичные потоки частиц и ионизирующего излучения обладают вы-
сокой энергией. Характерной особенностью взаимодействия их с ве-
ществом становится многоступенчатость происходящих процессов,
заключающаяся в том, что в ходе взаимодействия с веществом по-
являются вторичные частицы и излучения. Первичная частица или из-
лучение в процессе продвижения в веществе может многократно
рождать вторичные частицы или излучения. Вторичные частицы или
излучения при достаточно большой полученной энергии сами могут
рождать новые частицы и излучения. Таким образом, процесс носит
каскадный характер.
К этому следует добавить, что в реальных условиях ИМС находит-
ся в корпусе, защищена от первичных потоков частиц окружающими
компонентами другой электронной аппаратуры, конструктивными
элементами стоек аппаратуры, корпусом летательного аппарата и т. д.
Таким образом, вопрос об излучении, воздействующем на элемент
какой-либо ИМС, является далеко не тривиальным и требует кон-
кретного решения с учетом компонентов первичного излучения и
окружающей обстановки.
Рассмотрим последовательно различные типы радиационной обста-
новки, в которых может оказаться радиоэлектронная аппаратура. По-
вторим: источниками излучения могут быть космическое простран-
ство, ядерные реакторы, ускорители заряженных частиц, радиоактив-
ные нуклиды, атомный или ядерный взрыв.
Радиационная обстановка в космическом пространстве создается
несколькими источниками. Источниками первичного космического
излучения являются Галактика и Солнце, поэтому первичное косми-
ческое излучение разделяют на галактическое космическое излучение
(ГКИ) и солнечное космическое излучение (СКИ). Обычно выделяют
отдельно солнечный ветер (СВ), а также радиационные пояса Земли
(РПЗ). Заметим, что радиационные пояса имеются и у других пла-
нет, таких, как Меркурий, Юпитер и Сатурн.
В настоящее время более или менее общепринято [18, 19], что
процесс появления галактического космического излучения в окрест-
ностях Солнечной системы происходит по этапам. Источником частиц
галактического происхождения является звездная материя, в состав
которой кроме легких элементов входят и тяжелые, возникающие в
результате термоядерного синтеза. На следующем этапе происходит
миграция ионов и элементов из пространства с высокой плотностью
в окружающее межзвездное пространство. Часть ионов попадает в
области межзвездного пространства, где существуют мощные магнитные
и электрические поля, и ускоряется до сверхвысоких энергий при
взаимодействии с этими полями. Увеличение энергии происходит до
1.2. Источники ионизирующих излучений
15
таких значений, что существующие поля оказываются неспособными
удержать частицы высоких энергий. Вследствие этого частицы уходят
из области ускорения в окружающее межзвездное пространство и дви-
жутся в нем. Часть этих частиц попадает в околосолнечное пространство.
Особенно большие потоки частиц возникают при вспышках сверхновых
звезд.
К ГКИ относят также вторичное излучение, образующееся в резуль-
тате взаимодействия первичного излучения с ядрами атомов воздуха.
В целом ГКИ характеризуются тем, что элементарные частицы и
ионы имеют самую высокую энергию, не достигнутую в земных усло-
виях (до 10** эВ). ГКИ распределено в пространстве приблизительно
изотропно и приходит в околоземное пространство со всех направле-
ний. На рис. 1.1 приведен энергетический спектр ГКИ, т. е. зависимость
интенсивности потока частиц от их энергии. Заметим, что на рис. 1.1
показана пространственно-угловая плотность частиц, т. е. зависимость
флюенса от координаты и угла, которая измеряется числом частиц,
приходящихся на квадратный сантиметр в секунду и стерадиан [16].
Солнечное космическое излучение (СКИ) получается в результате
хромосферных вспышек. В состав СКИ входят многие элементы, од-
нако их интенсивность падает очень резко с увеличением атомного но-
Рис. 1.1. Энергетический спектр ГКИ:
1 - протоны; 2 - Не; 3 - С, N, О, F; 4 - элементы с Z > 10
Рис. 1.2. Плотность электронной компоненты солнечного ветра с удалением от
солнца; Лс — солнечный радиус
16
1. Методы проведения радиационных испытаний
мера. Максимальная энергия обычно составляет несколько сот мега-
электрон-вольт, но при мощных вспышках достигает значений 1 —
20 ГэВ [20]. В результате извержений в хромосфере ускоряются про-
тоны и а-частицы вплоть до энергий 109 эВ. Плотность потока излу-
чения зависит от уровня солнечной активности; так, в годы высокой
активности число вспышек достигает десяти, а в годы малой активно-
сти - одна или даже ни одной. Увеличение солнечной активности на-
блюдается периодически, примерно 1 раз в 10 лет, и плотность потока
частиц в такие годы возрастает по сравнению с обычной на 2—4 поряд-
ка. Так, наибольшая плотность потока была зафиксирована пос-
ле впышки 4 августа 1972 г., когда было зарегистрировано 7 X
X 104 част./(см3 • с • ср) для энергий, больших 10’ эВ [18]. СКИ со-
стоит в основном из быстрых протонов [21], причем наблюда-
ются протоны с энергией около 50 ГэВ с плотностью потока 2 X
X 10е част./(см3 • с), а протоны с энергией в интервале от 10 до
Г00 МэВ до 109 част./ (см2 с) [18].
Солнечный ветер представляет собой поток плазмы солнечной коро-
ны в пространство. Это в основном протоны и электроны, а также в не-
большом количестве ядра гелия и ионы кислорода, кремния, серы,
железа. Составляющие солнечный ветер заряженные частицы движутся
Рис. 1.3. Структура и плотность пото-
ка частиц радиационных поясов Земли:
1 - магнитная силовая линия; 2 -
межпланетная эона; 3 - внешняя эо-
на; 4 - внутренняя зона; 5 - граница
внешней эоны радиации; - • - - ли-
нии одинаковой плотности потока
электронов внешнего пояса (элект-
рон • см’2 •с-1) с энергией, большей
500 кэВ);------— линии одинаковой
плотности потока протонов внешнего
пояса (протон • см"3 - с"1) с энергией,
большей 40 МэВ. Числа обозначают
соответствующие плотности потока
1.2. Источники ионизирующих излучений
17
по спиралеобразным траекториям в магнитном поле Солнца, которое
к тому же вращается. У орбиты Земли энергия протонов составляет
примерно 1 кэВ, а их концентрация от единиц до нескольких десятков
в кубическом сантиметре [18]. Изменение плотности электронов
(0-частиц) Ре с расстоянием от Солнца показано на рис. 1.2, а их энер-
гия превышает 10 кэВ.
Радиационные пояса Земли образуются в результате захвата и по-
следующего длительного удержания магнитным полем Земли заряжен-
ных частиц (протонов, электронов, а-частиц и ионов или ядер тяже-
лых элементов). Эти частицы попадают в магнитные ловушки и под
действием магнитной силы Лоренца движутся по спиралеобразным
траекториям вдоль силовых линий от северного полушария к южному
и обратно. По расчетам, протон с энергией 100 МэВ имеет период коле-
бания 0,3 с, а время его удержания в ловушке составляет до 100 лет
(18). Радиационные пояса совершают дрейф по долготе. Частицы, захва-
ченные в радиационные пояса, - это составляющие ГКИ, СКИ, сол-
нечного ветра, вторичные частицы, созданные в результате воздействия
первичных частиц на атмосферу, окружающую Землю. Различают внеш-
ний и внутренний радиационные пояса Земли, причем во внутреннем
сосредоточены частицы больших энергий, так как магнитное поле здесь
больше. На рис. 1.3 показаны радиационные пояса Земли с нанесенны-
ми линиями постоянной плотности потока. На рис. 1.4 и 1.5 приведены
энергетические спектры протонов и электронов.
Рис. 1.4. Энергетический спектр протонов низких и высоких энергий в радиацион-
ных поясах Земли:
1 - Ro = 39 000 км (6,IRq); 2 - 5R3 (32 000 км); 3 - 2,8R^ (18 000 км); 4 -
1,6R3 (10000 км)
Рис. 1.5. Энергетический спектр электронов внешнего радиационного пояса Земли
18
1. Методы проведения радиационных испытаний
Искусственные радиационные пояса Земли возникают при захвате
частиц, возникающих в результате ядерных космических взрывов, маг-
нитным полем Земли. Захваченные магнитным полем Земли электро-
ны образуют искусственный радиационный пояс с плотностью потока
в экваториальной плоскости порядка 2 • 10*3 см"2 • сут"1 на высоте
1000—3000 км. Плотность потока искусственного радиационного пояса
сохраняется примерно постоянной в течение года после взрыва. Плот-
ность потока электронов достигает значения 109 см-2 • с"1 с энергией
около 40 кэВ.
Атомные реакторы мало загрязняют окружающую среду, автоном-
ны и имеют хорошие массогабаритные показатели. В связи с последни-
ми обстоятельствами кроме реакторов стационарного типа (атомных
электростанций и исследовательских [22]) используют атомные реак-
торы подвижные — на атомных судах надводного плавания, подводных
лодках и не космических аппаратах [10-12]. Классификация реакто-
ров по принципу действия и конструктивным особенностям будет дана
в следующем параграфе, так как реакторы чаще используются в каче-
стве моделирующих установок. В тех случаях, когда реакторы приме-
няются в морском флоте, регламентированы предельно допустимые
уровни внешней радиации, связанные с присутствием человека. Эти
уровни заставляют конструкторов реакторов использовать биологиче-
скую защиту, снижая излучения до допустимых уровней. Поэтому нор-
мальная работа электронной аппаратуры обеспечивается низкими уров-
нями радиации.
Ядерные реакторы в космосе применяют как для создания ядерно-
энергетических двигателей, так и для энергоснабжения пилотируемых
и непилотируемых космических кораблей.
Условия эксплуатации в космических условиях резко отличаются
от земных. С одной стороны, автономность и хорошие массогабарит-
ные показатели делают ядерные реакторы привлекательными источ-
никами электрической энергии, а с другой стороны, невозможность
создания надежной защиты из-за ее тяжести вызывает необходимость
считаться с вредным воздействием на электронную аппаратуру.
Энергетические установки для космоса разделяются на три группы
по электрической мощности [11]: 1) малая мощность — до 100 кВт,
2) средняя - до 10 МВт, 3) большая — выше 10 МВт.
К установкам малой мощности относят реакторы с жидкометалли-
ческим теплоносителем и реакторы с термоэмиссионным преобразова-
нием и размещением преобразователя в активной эоне. К ним следует
отнести радионуклидные термоэмиссионные генераторы [12].
Начальная средняя мощность радионуклидных термоэлектрических
генераторов, примененных для полетов навигационных, метрологиче-
ских, лунных и межпланетных имеет значение от 3 до 157 Вт, а в ка-
честве топлива используется 23 8Ри в металлическом или оксидном
состоянии.
1.2. Источники ионизирующих излучений
J9
Электрическая мощность этих установок убывает во времени. Так,
например, мощность установки SNAP 19 космического корабля
Pioneer в полете к Юпитеру уменьшилась от 160 до 105 Вт за 10 лет
полета, соответствующее уменьшение мощности SNAP27RTG при по-
лете Apollo 15 за 6 лет составило от 75 до 36 Вт [12].
Мощность реакторов с жидкометаллическим теплоносителем мо-
жет быть доведена до 10 кВт со сроком службы 7-10 лет при КПД
менее 10%. Для энергоисточников средней и высокой мощности харак-
терны более высокие КПД — до 33%.
В источниках электроэнергии средней мощности применяют схемы
преобразования тепловой энергии в электрическую с использованием
паротурбинного или газотурбинного цикла [11]; они эксплуатируют-
ся при температурах теплоносителя 1500 К.
Энергоисточники высокой мощности имеют активную зону на твер-
дом топливе и отличаются высокой удельной мощностью активной эо-
ны и высокой температурой (1500-3000 К), электрическая мощность
их от 20 до 100 МВт. Для этих источников разрабатываются реакторы
с вращающимся или неподвижным топливным слоем, причем в обоих
случаях используется охлаждение газообразным теплоносителем [11].
Плотность потока нейтронов с поверхности незащищенного ре-
актора [4] можно оценить по формуле
. VT
^=7,8-10» -2-,
где 1VT - тепловая мощность реактора, Вт; А — площадь поверхности
реактора, см2.
Обычные величины плотности потоков нейтронов на поверхности
1012 - 1013 см"2 • с"1.
Более сложные соотношения, позволяющие приближенно найти плот-
ности потоков нейтронов и мощности экспозиционной дозы у-излуче-
ния с учетом расстояния от реактора до рассматриваемой точки прост-
ранства, также можно найти в [4]. При расчете потоков нейтронов и
у-излучения в каждом конкретном случае следует учитывать еще и
конструктивные элементы летательного аппарата и пространственное
расположение радиоэлектронной аппаратуры.
Поле ионизирующего излучения, возникающего при ядерном взры-
ве, зависит от мощности боеприпаса, типа оружия, вида взрыва, расстоя-
ния от центра взрыва и ослабляющего действия возможных защитных
устройств на пути распространения излучения [3, 4, 23, 24]. Излучение
имеет своеобразное распределение во времени и состоит из так называе-
мого мгновенного излучения, возникающего непосредственно в момент
взрыва, и последующего радиоактивного заражения местности и различ-
ных объектов. Второй компонент образуется при распаде возникших
при взрыве радиоактивных элементов путем я-, 0-, 7-распада. Плотность
20
1. Методы проведения радиационных испытаний
потока этой части сильно зависит от атмосферных условий и может
быть определена в очень грубом приближении с помощью упрощенных
расчетов [25]. Основное воздействие на электронную аппаратуру про-
изводит мгновенное излучение.
Для ядерного взрыва характерно выделение огромной энергии в ог-
раниченном объеме, происходящее в результате реакции термоядерно-
го синтеза (ядерный взрыв), цепной ядерной реакции (атомный взрыв)
или комбинации этих двух типов реакций. При этом масса ядерного
боеприпаса значительно меньше, чем масса обычного взрывчатого веще-
ства. Тем не менее принято характеризовать мощность боеприпаса эк-
вивалентной массой тротила. Так, при полном делении ядер урана или
плутония, содержащихся в ] кг этих веществ, выделяется столько же
энергии, как при взрыве 20 кт тротила, а при полном синтезе ядер
дейтерия выделяется энергии столько же, как и при взрыве 57 кт тро-
тила. Энергия эта выделяется в разных формах и при обычном ядер-
ном оружии на долю мгновенного излучения приходится около 5%
[23]. Остальная энергия представляет собой энергию ударной волны,
осколков заряда, сверхжесткого рентгеновского излучения, видимого
света, распада возникших радиоактивных элементов, а также электро-
магнитного импульса.
При разработке следующих поколений ядерного оружия использу-
ются схемы действия и конструкции ядерных боеприпасов, при кото-
рых усиливается выделение энергии, приходящейся на какой-либо
специфический вид воздействия с целью увеличения интенсивности
этого процесса. Так, например, доза нейтронов, создаваемая при взры-
ве нейтронной боеголовки, при одинаковой мощности будет в 20-50 раз
больше, чем в случае обычной ядерной боеголовки [4].
Здесь мы коснемся лишь мгновенного излучения обычного ядерного
взрыва. Во время ядерного взры-
ва при делении ядер образуются
нейтроны и 7-кванты, причем в ре-
зультате одного акта деления обра-
зуется около семи 7-квантов и по-
рядка трех нейтронов. Так как при
ядерном взрыве мощностью 1 кт
происходит деление 1,45 • 102 3 ядер
[3], то можно рассчитать интен-
сивность мгновенного излучения.
Так как 7-кванты распространяют-
ся со скоростью света, а нейтроны
являются нерелятивистскими, так Рис. 1.6. Временные диаграммы 7- и
как имеют энергетический спектр нейтРонного импульсов
от 0 до 14 МэВ, то наблюдается за-
1.2. Источники ионизирующих излучений
21
Таблица 1.1. Сводные данные об уровне излучения космического
пространства, ядерных установок и ядерного взрыва
Источник ютркния Вид излу- чения Энергия, МэВ Плотность пото- ка, част./ (см* 1 X X с1) Мощность ЭКСПОЗИЦИ- ОННОЙ дозы, Кл/ (кг с)
Космиче- Протоны 0,001-700 До 106 * * * 2,58 • 1(Г* -2,38 10”*
ское про- странст- во Электроны 0,02-10 До 10* 2,58 • 1(Г* - 2,58 • 1СГ3 ”1
Ядерные Нейтроны 0-18 10s - 10® —
установки У-Кв анты 0,01-10 — 2,58 • 1(Г10 *-238 • 10"’
Ядерный взрыв Нейтроны 0-18 ю” - ю21 (1012-10,s)’2 —
У-Кв анты 0,01-10 — 2,58-Iff1 -2,58 Ю’ (2,58-1(Г*-2,58 1 02)*’
• 1 Мощность экспозиционной дозы дана в Кл/(кг • с) по поглощению в NaY
за год за защитой 1 г • см"’.
•J Флюенс частиц, см .
*3 Экспозиционная доза 7-квантов, Кл/кг
паздьтвание нейтронного импульса по отношению к у-импульсу. Харак-
терная картина распределения потоков у-квантов и нейтронов, получен-
ная на некотором расстоянии от центра взрыва, приведена на рис. 1.6.
Зависимость задержки начала импульса нейтронов относительно начала
импульса у-квантов Д/ можно вычислить по формуле [4]:
1______________1
1,38 • 104 £лм>хс с
Дг = R
где R — расстояние до точки наблюдения, м; с - скорость света (3 X
X 10® м • с-1); £лмакс ~ максимальная энергия нейтронов, эВ.
Форма импульса у-квантов определяется длительностью развития
ядерного взрыва (порядка 10 нс), рассеянными атмосферой у-кванта-
ми (порядка 10—20 нс) и длинным хвостом распределения, который
наряду с рассеянными у-кв антами формирует осколочное и захватное
у-излучение [4].
Основные расчетные формулы, по которым можно определить не-
которые величины, характеризующие высотный ядерный взрыв, при-
водятся ниже.
Поток нейтронов (м~2):
л _ 7,5 • Ю22
ф» *------~з----VXP
ЯРв
170р,о
22
1. Методы проведения радиационных испытаний
поглощенная доза мгновенного 7-излучения (Гр):
п _ 1-10*
ЯМгн — <7техр
250рвО
мощность поглощенной дозы 7-излучения (Гр-с"1):
1 •1013
"Та-----
А
ЯР9
250р.о
где <?т - тротиловый эквивалент взрыва, кт; R — расстояние от эпи-
центра взрыва, м; р9 — плотность воздуха на высоте взрыва, кг/м3;
р, о — плотность воздуха у земли, кг/м3.
Отношение рв/ра0 представляет собой коэффициент, меньший еди-
ницы, изменяющийся от 0,907 при высоте взрыва 1 км до 0,156 при
высоте взрыва 15 км.
Поток нейтронов в единицу времени играет меньшее значение, и его
среднее значение может быть определено делением потока на длитель-
ность импульса нейтронов (рис. 1.6) или но известному распределе-
нию нейтронов по энергиям.
Более детальные характеристики ядерного взрыва, а также номо-
граммы для расчета различных параметров могут быть найдены в (3,
4]. В заключение приведем табл. 1.1 с уровнями ионизирующего из-
лучения, действующего на объекты [4].
1.3
МОДЕЛИРУЮЩИЕ УСТАНОВКИ
При моделировании необходимо, чтобы на поверхности и
границах раздела областей происходили те же физические явления,
что и при натурном воздействии излучения. В отличие от естественных
условий информация о деградации характеристик ИМС в этом случае
получается быстрее и дешевле.
Характеристики излучения могут либо совпадать с моделирующи-
ми, либо отличаться от них (рис. 1.7). Если одновременно действуют
связи 1234, то испытание проводится в естественных условиях,
123’4 — ускоренные испытания, 1* 2* 3*4* может означать и замену
ионизирующего излучения каким-либо другим воздействием.
Критерий правильности выбора характеристик моделирующего из-
лучения - одинаковость физических процессов, происходящих в при-
боре. Для поверхностных эффектов, когда рассматриваются только
долговременные (остаточные) явления, следует отметить три основ-
ных физических процесса: увеличение плотности поверхностных состоя-
1.3. Моделирующие установки
23
ний; образование генерационно-рекомбинационных центров в припо-
верхностной области; накопление заряда в объеме диэлектрика.
Существует точка зрения [8,26, 27]: основной результат воздей-
ствия излучений на вещество определяется дозой поглощенной энер-
гии. В табл. 1.2 приведены соотношения, связывающие характеристи-
ки различных видов излучения с поглощенной дозой в кремнии, ди-
оксиде кремния или кварце [21 ].
Схема моделирования радиационных эффектов должна быть сле-
дующей. Сначала, зная характер радиационных повреждений, интенсив-
ность, энергию и другие характеристики излучения в реальных усло-
виях, определяют поглощенную энергию, затрачиваемую на каждый
вид эффектов взаимодействия, и уровень этих эффектов. Затем ре-
шают обратную задачу — по полученному уровню и качеству эффектов
подбирают характеристики моделирующих установок - излучателей.
При этом следует в первую очередь применять для моделирования
уже имеющийся в наличии источник излучения, что делает испытания
более экономичными.
При упрощенном подходе можно считать, что достаточно выпол-
нить условие одинаковости поглощенных доз. При этом может оказать-
ся, что распределение поглощенной энергии по эффектам может не-
сколько отличаться от аналогичного распределения излучения от моде-
лирующей установки. Учитывая малую толщину приповерхностных
слоев, в которых сосредоточены активные области элементов совре-
менных биполярных и МДП СБИС, такой подход правилен. В некото-
рых случаях можно использовать в качестве моделирующих установок
источники рентгеновского излучения небольших энергий. Имеется
Рис. 1.7. Сравнение ра&чичных спосо-
бов моделирования излучения источ-
ника:
А - тип (л, р, е, 7. . .); Б - энергия;
В — интенсивность излучения; Г -
импульсный или непрерывный режим;
I — совпадает; II — отличается
24
1. Методы проведения радиационных испытаний
Таблица 1.2. Эквивалентность различных видов излучения
Излучение Экспозиционная доза излуче- Энергия, иия или флюенс, при которых МэВ поглощенная доза равна Ю-2 Гр
Рентгеновское и у Быстрые электроны Быстрые электроны Быстрые нейтроны 2,58 • 10"4 Кл/кг >1 З Ю7 см"2 > 0,02 5 • 10* см"1 >0,1 2 • Ю10 см"2
хороший пример применения для имитации воздействия излучений
электрической инжекции заряда. И то и другое воздействие приводит
к накоплению заряда в подзатворном диэлектрике.
При комплексном воздействии излучения может оказаться необхо-
димым применение нескольких моделирующих установок с разными
видами излучения.
Ядерные реакторы используют главным образом для получения
электрической энергии на АЭС. Классифицируют их обычно по спектру
нейтронов, типам замедлителя и теплоносителей, а также по конструк-
тивным признакам [22]. По спектру нейтронов их подразделяют на
реакторы на тепловых, промежуточных и быстрых нейтронах. Энергия
тепловых нейтронов соответствует нейтронному излучению, которое
находится в термодинамическом равновесии с рассеивающими ато-
мами среды (5 • 1СГ3 - 0,5 эВ). Энергия промежуточных достигает
200 кэВ, быстрых — от 200 кэВ до 20 МэВ. На тепловых и быстрых
нейтронах работают энергетические реакторы. Исследовательские ре-
акторы — это реакторы на тепловых и промежуточных нейтронах. Ос-
новное назначение исследовательских реакторов — получение потоков
нейтронов, у-излучения или нейтрино с высокими плотностями по-
токов.
В активной эоне реактора возникают нейтроны деления, осколки
делящегося топлива и у-излучение, которое испускается возбужден-
ными ядрами - продуктами деления. Поскольку осколки имеют ма-
лые пробеги, то они не дают потоков вне активной зоны реактора.
Из-за взаимодействия с замедлителем и конструктивными элемента-
ми (компенсирующие стержни, отражатели нейтронов и т. д.) спектр
нейтронов, покидающих реактор, достаточно широк - от энергии деле-
ния до тепловой. у-Излучение взаимодействует с ядерным топливом,
а также с другими материалами, расположенными внутри реактора.
Энергия у-ихлучения, выходящего из активной эоны, лежит в диапазо-
не от 0,1 до 2 МэВ. Имеются также высокоэнергетические кванты
(до 10 МэВ), испускаемые при поглощении нейтронов конструкцион-
ными материалами, но их количество не превышает 1% всех у-квантов.
1.3. Моделирующие установки
25
Элементы электронной техники облучают в специальных эксперимен-
тальных каналах, расположенных вертикально (ВЭК — вертикальный
экспериментальный канал) или горизонтально (ГЭК - горизонталь-
ный экспериментальный канал). Изделия помешают в специальные
контейнеры, защищающие их от других воздействий (температуры,
влажности и т. д.). В каналах могут быть созданы специальные усло-
вия — например, ослабление потока у-квантов применением свинцо-
вых экранов или установка специальных фильтров для модификации
энергетического спектра нейтронов. Примеры спектров быстрых нейт-
ронов в одном из вертикальных каналов исследовательского реакто-
Рис. 1.8. Спектры быстрых нейтронов, измеренные в канале ВЭК-9 ИРТ МИФИ
на разной выооте от средней плоскости активной эоны:
7 - 10 см ниже средней плоскости; 2-4 — 15, 40, 70 см выше средней плоскости
соответственно
Рис- 1.9. Спектр 7-излучения в канале ВЭК-2 ИРТ МИФИ при мощности реактора
2,5; 0,6 и 0,05 МВт. Ордината кривой 0,6 МВт должна быть уменьшена в 10, а кри-
вой 0,05 МВт в 100 раз
26
1. Методы проведения радиационных испытаний
Таблица 13. Плотность потока нейтронов разных энергий
для различных каналов ИРТ-2000 МИФИ [28J
Канал Фильтр Плотность потока нейтронов, см 2 • с 1
Е> 2,65 МэВ £>0.1 МэВ Тепловые нейтроны
ВЭК-5 — 6,1 • 1011 3,6 - 1012 9,4 • 101а
ВЭК-12 6,6 • 1О10 7,1 • 10й 210“
ГЭК-2 — 4,2 • 10е 1,5 109 5,3 • 10*
ГЭК-2 1 мм кадмия 4,2 • 10е — —
ГЭК-2 170 мм графита 5,1 • ю’ 1 • 10е 2- 10е
ра ИРТ-2000 МИФИ приведены на рис. 1.8, а у-квантов в другом вер-
тикальном канале на рис. 1.9.
Исследовательские реакторы обладают определенными особеннос-
тями в связи с их назначением — получение небольших потоков нейт-
ронов. Так, топливо в этих реакторах - высокообогащенный уран
(10 909г), а замедлитель и теплоноситель — тяжелая или легкая
вода. Вода нагревается до небольших температур, ниже точки ки-
пения.
Исследовательские реакторы подразделяют на статические и им-
пульсные. В статических потоки не изменяются во времени, а в им-
пульсных поток интенсивный, но кратковременный. Статические ре-
акторы бывают петлевые и пучковые. В реакторах первого типа ис-
пользуются тепловыделяющие сборки с отводом тепла различными теп-
лоносителями. Пучковые реакторы имеют горизонтальные каналы,
через которые пучки выводятся в экспериментальный зал, и вертикаль-
ные каналы для облучения потоками нейтронов и у-излучения непосред-
ственно в активной зоне.
Статические реакторы исследовательского типа — на тепловых или
быстрых нейтронах. В СССР реакторы на тепловых нейтронах —
ИРТ-2000, ВВР, на быстрых — БР-5, за рубежом — TRIGA (Австрия),
ISPRA-1 (Югославия) и др. Данные по этим реакторам можно найти
в [3,28].
Рисунок 1.10 иллюстрирует расположение активной зоны и вертикаль-
ных экспериментальных каналов реактора ИРТ. Все каналы имеют оди-
наковый диаметр (52 мм), за исключением одного - канала № 9 с
диаметром 180 мм. ГЭК позволяют использовать фильтры различного
рода и модифицировать спектры нейтронов, но при выводе пучка нейт-
ронов в экспериментальный зал снижается плотность потока нейтронов.
В табл. 1.3 приведены плотности потока нейтронов для трех каналов
ИРТ-2000 МИФИ [28].
Импульсные реакторы можно разделить на периодические и аперио-
1.3. Моделирующие установки 27
дические [29]. Примеры периодических реакторов — ИБР, ИБР-2
(СССР), YOYO 1 (Япония).
В реакторе ИБР-2 мгновенная мощность составляет 150 МВт при
5 импульсах в секунду, а плотность потока нейтронов 5 • 1016 см“г • с"1
при средней мощности 4 МВт [22]. К апериодическим импульсным ре-
акторам относятся реакторы ИГР, ИИН (СССР) и зарубежные TRIGA,
SANDIA, АППА, HPPP, YIPEP и др. Некоторые характеристики их
нейтронных потоков приведены в табл. 1.4.
Более подробные сведения о характеристиках импульсных реакто-
ров можно найти в литературе [3, 22, 28—30]. К реакторам одноразо-
вого использования иногда относят и подземные ядерные взрывы при
мощности в несколько килотонн тринитротолуола, когда за 0,1 мкс
освобождается 10’* нейтронов. Плотность потока нейтронов достига-
ет 10’* см"’ с-’ [22,30].
В последнее время обсуждается возможность применения для моде-
лирования условий термоядерного взрыва в качестве источников нейт-
ронов токамаков [31], характеристики излучения которых приведены
в табл. 1.5.
Ускорители заряженных частиц [18, 32—35] — удобные источники
излучений, так как излучение можно выключить, изменить тип излуче-
ния или регулировать его характеристики. Их недостаток — малые
размеры (порядка 1 см’) ускоренного пучка. Это несущественно, ког-
да облучается кристалл микросхемы (чип), но для больших размеров
требуется развертка пучка.
В ускорителях иногда приходится принимать во внимание и времен-
Рис. 1.10. Схемы активной эоны и экспериментальных каналов реактора ИРТ
МИФИ
28
1. Методы проведения радиационных испытаний
Таблица 1.4. Флюенс нейтронов за вспышку в импульсных реакторах
Реактор Флюенс нейтронов, см‘ Длительность импульса на половине амплитуды
ИГР 10,в От единиц до десятков секунд
иин 5•1014 1,5 мкс
TRIGA Ю4 Юме
SANDIA 10п 50 мкс
АППА ~101S <40 мкс
НРРР 10,S 50 мкс
Таблица 1.5. Типичные уровни излучений в испытательном модуле токамаков
Параметр TFTR FED-R
Плотность потока термоядер- ных нейтронов, см"5 -с*1 10,2-10,Э 6 • 1012 - 2 • 10*3
Флюенс быстрых нейтронов, 3 1012 -з-ю13 2 - 1013 - 6 1013
см-2
Е > 0,5 МэВ
Плотность МОЩНОСТИ длинно- 0,5-3 1-5
волнового рентгеновского излучения, Вт • см-2
Длительность импульса, с 0,5 > 100
ную структуру пучка. Она представляет собой зависимость интенсив-
ности от времени (рис. 1.11) и определяется характером изменения
мощности питания. Если ускоряющее напряжение неизменно во вре-
мени, то и интенсивность постоянна (рис. 1.11, а). Если ускоритель
питается переменным высокочастотным напряжением постоянной ча-
стоты, то сгустки следуют друг за другом с частотой поля (рис. 1.11, б).
Наконец, высокочастотное поле может быть амплитудно-модулиро-
ванным или цикл работы ускорителя зависит еще и от изменения маг-
нитного поля. Тогда пучок имеет двойную модуляцию (рис. 1.11, е).
Ток ускоренных частиц характеризуется его средним (/ер) или им-
пульсным (/имп) значениями. В высоковольтных ускорителях непре-
рывного режима понятие /имп не применяется. Под импульсным током
(рис. 1.11, б и в) понимается его значение, усредненное за время импуль-
са тм. Отношение времени между импульсами Тк к длительности им-
пульса (равное отношению импульсного тока к среднему) называется
скважностью. Зная значения токов и временные характеристики, можно
посчитать число частиц в отдельном сгустке Ncr, а также суммарное
число частиц из ускорителя за любой фиксированный отрезок времени.
1.3. Моделирующие установки
29
Типичные значения величин, характеризующих пучок и его временную
структуру, приведены в табл. 1.6 [32].
Распределение ускоренных частиц по энергиям обычно описывается
гауссовой кривой. Ширина энергетического спектра определяется отно-
шением энергетического интервала на полувысоте энергетического
распределения к энергии в максимуме интенсивности и выражается
в процентах. Обычно значение ширины энергетического спектра в про-
мышленных ускорителях 5-10%.
Вторичное ихлучение ускорителей [32, 36] возникает при взаимодей-
ствии ускоренного пучка с мишенью. В электронных ускорителях на
малые энергии, выпускаемых промышленностью (табл. 1.7) [37],
можно получать тормозное ихлучение и нейтроны. Вторичное излучение
повторяет временную структуру пучка.
Плотность потока тормозного излучения зависит от тока, энергии,
материала и толщины мишени. На рис. 1.12 показана зависимость мощ-
ности экспозиционной дозы тормозного излучения от энергии для мише-
ни из вольфрама оптимальной толщины на расстоянии 1 м от мишени
на 1 мкА среднего тока*. В соответствии с этой зависимостью ускори-
* Для упрощения на рис. 1.12 и 1.13
рентген (Р), как это сделано в [3 2 ].
используется внесистемная единица
/
О
Рис. 1.11. Временные структуры пучков:
а - непрерывный режим (высоковольт-
ные ускорители); б - импульсный ре-
жим (циклотрон, бетатрон, высоко-
вольтные линейные ускорители): в -
импульсный режим с двойной модуля-
цией (синхротроны, синхроциклотрон,
микротрон, линейные резонансные ус-
корители)
30
I. Методы проведения радиационных испытаний
Таблица 1.6. Типичные значения энергий, токов, временных характеристик
и числа частиц в сгустке для различных типов ускорителей [32]
Тип ускори- теля Энергия, МэВ /Ср, мкА (ими- '^СГ Ти, мс тм, мкс
Бетатрон 10-300 0,01-0,05 0,02-0,1 5 • 10’ 20 10
Циклотрон 25-103 50-500 0,8-4 (0,6-3) х х 10е 10* 0,015
Линейный резонан- сный ус- коритель электро- нов 10- 4 2- 10* 100-1000 100-1000 (0,2-2) х хЮ9 2,5 2,5
Линейный ре- зонансный ускоритель ионов 10-200 250 50 15 • 1013 100 500
Микротрон 10-30 100 100 2 • 10* 2,5 2,5
Электрон- ный син- хротрон < 10 1 20 10й 15 0,8
Протонный синхро- трон (1-5) х х 10s 0,05 80 10*1 8000 5
Импульсный генератор < 10 - Сотни ки- лоампер — — —
Высоковольт- ный уско- ритель 2 *40 10-1000 — — —
Таблица 1.7. Параметры ускорителей единой серии
для народного хозяйства [37]
Тип ускорителя Энергия, МэВ Средняя мощность пучка, кВт
ЛУЭВ-10-15 8 15
ЛУЭВ-15-10 15 9
ЛУЭВ-30-20 30 18
тель на энергию 5 МэВ со средним током 100 мкА будет обеспечивать
мощность экспозиционной дозы 500 Р/мин. Спектр у-квантов будет
простираться от нуля до максимальной энергии пучка (рис. 1.13), а
угловое распределение будет сужаться с ростом энергии (рис. 1.14).
Вопросы получения нейтронов будут обсуждаться ниже.
1.3. Моделирующие установки
31
Р, Р/(мин-м-мкА0,5МэВ) Р, Р/(мин-м-мкА)
Рис- 1.12.
Рис. 1.12. Зависимость мощности экспо-
зиционной дозы тормозного излучения
от энергии электронов
Рис. 1.13. Спектральное распределение
мощности экспозиционной дозы тормоз-
ного излучения по энергии при различ-
ных энергиях первичного пучка элект-
ронов (МэВ)
Рис. 1.14. Угловое распределение тор-
мозного излучения для рахпичных энер-
гий электронов:
1, 2, 3, 4 - энергии электронов 3,-5, 10
и 20 МэВ соответственно
Рис. 1.13.
Рис. 1.14.
32
1. Методы проведения радиационных испытаний
В рентгеновских установках получают коротковолновое электро-
магнитное излучение так же, как и в ускорителях. Оно разделяется
на тормозное (см. ниже) и характеристическое. Коэффициент пре-
образования энергии пучка хпектронов в энергию тормозного излуче-
ния зависит от энергии. При энергии электронов 200 кэВ он составляет
2%, а при 10 МэВ увеличивается до 60% [38].
Плотность потока тормозного излучения пропорциональна току
электронов /, квадрату ускоряющего напряжения и атомному номеру
мишени J ~ IZI/1, а максимальная энергия кванта излучения равна
энергии электрона (qU- hvMtKC, где h - постоянная Планка, а рмакс —
частота фотона). Отсюда граничное значение длины волны излучения
, 12,4 1П_7
Хмин = —у- • Ю .
где X - в м; U- в В.
Характеристическое излучение имеет частоты, подчиняющиеся зако-
ну Мозли:
v =cR(Z-S)J Ц------------|-| ,
\ "i "j /
где с — скорость света; R - постоянная Ридберга (10973 732 м-1);
Z - атомный номер мишени; л, и п2 — целые числа (главные кванто-
вые числа уровней, между которыми совершается переход); S - по-
стоянная экранирования, учитывающая влияние на отдельный электрон
всех остальных электронов оболочки атома.
Для линий Л--серии S = 1; = 1; л2 =2,3; для £-серии S = 7,4; =
= 2; п2 = 3,4.
Интенсивность мишени можно определить из соотношения
Jn = к/ (t7-(/„)'",
где к и m — постоянные; m = 1,5 для tf-серии; т-2 дляL-серии; ил —
потенциал возбуждения, равный 6; 9; 20; 87,6 и 115 кВ для Сг, Си,
Мо,РЬ и U соответственно.
Рентгеновские установки бывают непрерывные [39-41] и импуль-
сные [42, 43]. В импульсных облегчаются проблемы изоляции и по-
является возможность исследовать быстропротекающие процессы.
Параметры некоторых рентгеновских установок, выпускаемых
серийно для применения в медицине и работающих в непрерывном
режиме, приводятся в табл. 1.8 [40].
Некоторые параметры рентгеновских установок, применяемых при
дефектоскопии, приведены в табл. 1.9 [44].
При увеличении напряжения существенно возрастают значения
1.3. Моделирующие установки
33
Таблица 1.8. Параметры рентгеновских установок, применяемых в медицине
Тип уста- Напряжение, мовкм кВ _ Мощность экспо- ...... Т°к> эициокной дозы, ’‘•«тоянне. мА -1 -1 см Кл • кг • с
РУТ-60-20 60 РУМ-17 250 20 0,17 5 15 3 • 10-4 50
Таблица 1-9. Параметры рентгеновских установок, применяемых
для дефектоскопии [44]
Тип Напряжение, кВ Экспозиционная доза, Кл • кг 1 Расстояние от анода, см Частота или длительность импульса
МИРА 1Д 100 5 • 1(Гв 50 20'25 Гц
МИРА 5Д 500 2 • 16* 50 1,5-2 Гц
РИНА-35/6 400 5 • 1<Г7 100 20 нс
МИРА 5Б/1 600 10* 100 30 нс
ДИНА 2 100 1Л-10* 5 10 нс
Таблица 1.10. Параметры мощных стационарных рентгеновских аппаратов
Тип Напря- жение, кВ Ток, кА Длительность импульса» нс Мощность экспо- зиционной дозы» Клкг'1 - с-’ Экс поз или- Рас- онная доза, стоя- Кл - кг'1 ние от анода» см
РИУС-5 4000 30 40 3,75 • 10* 2,5 • 10“3 100
ТОНУС-1 1500 60 50 2,5 104 5 • 10"4
И ГУР-1 2800 44 0,1-0,5 5-10* — —
экспозиционных доз. Параметры мощных стационарных рентгенов-
ских аппаратов приведены в табл. 1.10 [45].
В радионуклидных источниках используется способность некото-
рых атомных ядер (природных или искусственно созданных) спон-
танно превращаться в другие ядра с испусканием частиц или 7-квантов.
К достоинству радионуклидных источников относятся малые габа-
риты, простота обращения с ними и отсутствие энергопотребления,
к недостаткам — малая плотность потока. При распаде нуклидов воз-
никают а-частицы, электроны, позитроны, у-кванты, нейтрино и анти-
нейтрино [18,46].
34
1. Методы проведения радиационных испытаний
Активность радионуклида измеряется в беккерелях (Бк)*. Бекке-
рель - активность нуклида, в котором за 1 с происходит один акт
распада [16]. При распаде число радиоактивных ядер уменьшается
во времени экспоненциально, и продолжительность их жизни харак-
теризуется периодом полураспада Т. Таким же образом уменьша-
ется и плотность потока излучения. Пространственное распределение
излучения зависит от формы активной эоны, т. е. пространства, в
котором размещен радиоактивный нуклид. Активная эона может быть
точечной, поверхностной или объемной. Наиболее распространены
радионуклидные источники закрытого типа [47, 48]. Они выпускаются
промышленностью [49] для различных применений: радиометрии,
радиографии, спектрометрии и др. По типу излучения источники под-
разделяют на альфа- бета- и фотонные, рентгеновские и гамма-источ-
ники. Радиоактивные нуклиды в источниках составляют часть стекло-
образных композиций, входят в состав фолы, наготавливаемых ме-
тодами порошковой металлургии, или их помещают в капсулы.
В табл. 1.11 приводятся характеристики некоторых нуклидов, при-
меняемых в источниках. Среди констант приводится значение гамма-
постоянной, определенной как мощность поглощенной дозы в возду-
хе, создаваемой т-излучением точечного изотропного источника с
активностью радионуклида 1 Бк на расстоянии 1 м от него. Учитыва-
ется лишь излучение с энергией свыше 30 кэВ [47].
В табл. 1.12 приводятся характеристики некоторых источников из-
лучений, выпускаемых в нашей стране. Значения ионизационного тока
для а- и 0-излучений измеряются в плоскопараллельной камере с диа-
метром электродов 280 мм и расстоянием между ними 50 мм. Эти
размеры обеспечивают полное поглощение заряженных частиц в ра-
бочем ее объеме, а к электродам камеры прикладывается разность
потенциалов, при которой в камере наблюдается режим насыщения
[48]. Поток энергии a-излучения определяют по ионизационному то-
ку и энергии образования одной пары ионов в воздухе.
Подробные характеристики источников можно найти в литературе
[47,49].
В нейтронных источниках плотность потока нейтронов значитель-
но ниже, чем в реакторах. Нейтроны возникают при возбуждении ядра
мишени быстрыми частицами или фотонами. Источниками частиц могут
быть ускорители и радиоактивные нуклиды. По этому признаку
нейтронные источники подразделяют на изотопные и источники на базе
ускорителей. Среди последних иногда выделяются нейтронные генера-
торы, в которых осуществляется высоковольтное ускорение частиц.
• Ранее применявшаяся единица активности кюри связана с беккерелем
следующим соотношением: 1 Ки = 3,7 • 1О10 Бк.
w Таблиц* 1.11. Ядерио-физические характеристики нуклидов для различных применений
Нуклид Т, годы Ц-Частицы /З-Чвстиды > характеристическое излучения Гамма-посто- янная, аГр м с * Бк
Энергия, кэВ Интенсив ПОСТЕ, % Энергия, кэВ Интенсив- ность, % Энергия, кэВ Интенсив- ность, %
а3*Ри 94 87,75 ~55ОО 99,9 а-И эд уча тел и 6 линий 17-153 X 1,37- 10“’
23»р 94 24 060 -5100 99,9 — — 5 линий 95-129 0,1 2,73 • 1 (Г3
Р-Имучатели
28,6 — - -550 100 — —
90у 39 64,1ч - — -510 -2270 0,02 99,98 510 10“’ 1,3 1(Г3
14 7р„, 61Рт 2,62 — — 103 225 6 1СГ3 100 3 линии 40-121 ю-1 4,52 • 10"3
Фотонные излучатели
60Со 2 7 5,272 — — 318 1490 99,9 0,1 1170 1330 — 83,9
13 Vs 55 30,174 — — 510 1170 95 5 662 32 85 5 21,2
36
1. Методы проведения радиационных испытаний
Кроме обычных параметров любого излучения они характеризуются
нейтронным выходом (числом нейтронов, испускаемых источником
в секунду) — эквивалент потока — и удельным нейтронным выходом
(число нейтронов в секунду в пересчете на единицу активного веще-
ства или тока).
В радионуклидных нейтронных источниках для возбуждения ядра
используется я- или у-излучение радионуклидов. Такие источники нейт-
ронов обладают всеми преимуществами радиоактивных источников и
малой плотностью потока нейтронов (обычно 107 — 10е нейтр. • с-1).
Максимальный удельный выход нейтронов q0 [нейтр./(с • ГБк)[
связан с энергией я-частиц Еа следующим соотношением [50]:
^КЕпа.
В эту формулу Еа подставляется в мегаэлектрон-вольтах, а значения
К и п могут быть найдены из табл. 1.13 (п — число безразмерное).
В источниках типа (с; п) чаще всего используют 2|0Ро, 226Ra, 22 7 Ас,
23’Ри, 241 Ат, а мишень изготовляют из бериллия, а иногда бора и
фтора.
Полоний-бериллиевые источники дают спектр нейтронов с несколь-
кими максимумами, простирающийся от 1 до 11 МэВ. Наибольший
максимум соответствует примерно 5 МэВ. Удельный выход нейтронов
для этого типа источника составляет 5,96 нейтр./(с • ГБк). Период полу-
распада 210Ро 138,4 сут. Кроме того, нейтронному излучению сопут-
ствует у-излучение с энергией 803 кэВ с интенсивностью 0,16 у-
квант/нейтрон (собственное излучение 210Ро), а также 3,22 и 4,44 МэВ
с интенсивностью 0,5 у-квант/нсйтрон соответственно (излучение, со-
путствующее реакции испускания нейтрона).
Радий-бериллиевый источник дает спектр нейтронов от 0,5 до 12 МэВ,
в котором имеется много максимумов, наиболее явно выражен мак-
симум при энергии около 4 МэВ. Удельный нейтронный выход 9,5 X
X 104 нейтр. • с-1 • ГБк-1. Источник дает линии у-излучения с энергия-
ми 1,76; 2,20 и 2,42 МэВ и поэтому нуждается в защите свинцовым
экраном. Период полураспада 226Ra 1600 лет.
Фотонейтронные источники состоят из ампулы с у-активным веще-
ством, окруженной толстым слоем воды, либо тяжелой воды или ме-
таллического бериллия. В качестве источников у-излучения могут быть
использованы 14Na, 5вМп, 114In, x24Sb, X40La, имеющие в спектре
излучения жесткие у-линии, превышающие порог реакции (у, п). Гео-
метрия источника - сфера или цилиндр.
Наибольшей плотностью потока из описанных в литературе обладал
источник с препаратом 124Sb активностью 37 ТБк. Общий выход ис-
точника Ю10 нейтр. • с”*, а плотность потока тепловых нейтронов 106 —
107 нейтр. • см"2 • с"1.
37
1.3. Моделирующие установки
Таблица 1.12. Источники излучений
Тип ИС- Габаритные размеры, мм Сторона или она- Актив- Поверхностная
то «тика метр а к- ностъ активность,
Сторона тканой ГБк/м
или диа- Высота части,
метр мм
а-Источники
АИП-Н 70x35 2,8 60x25 3-Источники 190 МБк 130
ИРУС-2 87 12 75 30 ГБ к 5,5 ПБк/м2
БИП-Н 70x35 2.8 60x25 4-20ГБк —
Фотонное излучение
МНА В/О ’’Изотоп" 28 35 14 48 1850 МБк 30000- 93 500 ГБк
Тип ис- точника Ионизацион- ный то к Поток энер- гии а-излу- ченкл, мкВт Внешнее излу- чение в угол 2ТТ, ср • с”1 Мощность экспо- зиционной дозы, кА/кт
а-Источники
АИП-Н 220 нА 7,7 0-Источники (1-2) 1012 —
ИРУС-2 — — —
БИП-Н 120-130 нА — — —
Фотонное ихтучекие
МНА — — — —
В/О "Изотоп" — — — 12 000 - 36 000
Таблица 1.13. Значения коэффициентов Кип
Элемент л Г итйтр. с • ГБк • Мэв” Элемент л нейтр.
А’ с • ГБк • МэВЛ
Be 2,82 7,27 Mg 4,62 6,2 • ПГ1
В 1,90 83,2 Al 6,38 1,78 • 1СГ2
С 4,86 3,33 • 10-2 si 5,26 2,86 • 1 (Г2
F 3,73 20
38
1. Методы проведения радиационных испытаний
Т а б л и ц а 1.14. Типичные характеристики нейтронного излучения
Реакция Части- ца Энер- гия, МэВ Сред- няя энер- гия нейт- рона, МэВ Флюенс, см"2 Плотность пото- ка иа расстоя- нии 1 м, нейтр. х X см"2 «с-1 Доза на рас- стоянии 1 м, Гр
9Ве(</,л)10В d 4 5,4 6 -10” 6 • 107 1,8 • 1(Г‘
d 7,5 5,6 10е 108 3 • 1<Г‘
d 10 5,8 3,5 -10х 2 3,5 • 108 1
7Li(d, л)вВе d 74 8 2.10” 2 • 107 6 • 10"2
2D<d, л)3 Не d 4 7,25 4 - Ю10 3 - 10s 1(Г3
3Т(</, л) 4 Не d 0.6 14 14 • Ю10 10s 8 1(Г*
3Т(р, л)4Не P 15 8 1,3 .1012 8 • !07 2,5 • КГ*
7Li(р, л) 'Be P 4 2,5 ю’2 8 106 2,5 10"2
P 10 3,5 1,3 • ю12 107 3 10-2
’Ве(3Не,л)” C 3He 20 8 5 • Ю10 1,1 • 107 3,3 • 10"2
,2С(3Не.л)’4 N 3He 20 12 2 1О10 4,2 • 106 1,2 • 1(Г2
В плутоний-бериллиевых источниках, выпускаемых серийно, вы-
пуск нейтронов составляет от 103 до 5 - 106 нейтр. - с1, а в полоний-
бериллиевых доходит до 10е нейтр. • с"1.
Значительно большую плотность потока нейтронов обеспечивают
нейтронные генераторы. Реакции, с помощью которых получаются
нейтроны, это T(d, и) или Be(d, л). С газовой мишени из трития при
напряжении 250 кВ и токе дейтронов 4 мА получают 10’2 нейтр. • с"1.
На стандартном нейтронном генераторе НГ-250 поток 5 • 10’ нейтр. X
X с-1 [51]. Более сильноточные современные нейтронные генераторы
при токах 500 мА и энергии 250 кэВ -обеспечивают потоки быстрых
(14 мэВ) нейтронов до 5 - 10’2 с"1 [52, 53]. Поток нейтронов при
этом, в отличие от нуклидных источников, сосредоточен в узком угле
по направлению движения первичного пучка частиц [32]. Типичные
характеристики нейтронного излучения от различных реакций для
номинальных значений средних токов 100 мкА для протонов или дейт-
ронов и 50 мкА для 3Не приведены в табл. 1.14. Выход сопутствующего
у-излучения не превышает 10%.
Значительно более высокие выходы нейтронов до 10’$ — 10’6 с"’
можно получить на высокоэнергетических установках, ускоряющих
электроны и тяжелые ионы до 1 ГэВ.
Вопросы получения нейтронов за счет фотоядерных реакций типа
(“У, и). (?♦ 2л) с помощью электронных ускорителей электронов на
разные энергии можно найти в [36].
1.4. Методы экспериментального исследования
39
1.4
МЕТОДЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОГО ИССЛЕДОВАНИЯ
Так как в результате воздействия ионизирующего излу-
чения изменяются основные характеристики элементов ИМС, то лю-
бое измерение характеристик элементов во время воздействия из-
лучения или после позволяет получить соответствующую информацию.
При измерении характеристик большого числа испытываемых образцов
для обработки полученных результатов используется обычно ЭВМ.
Как правило, исследуются активные элементы ИМС, обладающие наи-
меньшей стойкостью. Этому вопросу посвящено очень большое коли-
чество публикаций (см., например, [8, 54-58]). Исследуется непре-
рывное или импульсное воздействие, а испытания могут быть либо
квалификационными, либо исследовательскими.
Квалификационные испытания отвечают на вопрос. Пригодна ли
схема для работы при определенных уровнях ионизирующего излу-
чения или нет. Такая информация может быть получена по реакции
на облучение всей ИМС или по изменению характеристик тестовых
элементов на чипе и последующего обобщения этих результатов на
работу целой схемы. К такому виду испытаний относятся явления
сбоя цифровых БИС и СБИС и изменения функциональных харак-
теристик аналоговых ИМС, которые рассматриваются самостоятель-
но [59—64], а также изменения основных характеристик самих эле-
ментов ИМС. Для биполярных транзисторов это изменение коэффи-
циента усиления и токов утечки, а для МДП-транзисторов - смеще-
ния порогового напряжения и крутизны характеристики.
Исследовательские испытания более сложны по содержанию и
могут внести ясность в разнообразные проблемы исследовательского
и технологического характера. К ним относятся, например, исследова-
ние вопроса о том, какая технологическая операция приводит к наи-
большему влиянию радиации на характеристики того или иного эле-
мента (см. гл. 2). Цель таких исследований — получение рекоменда-
ций по совершействованию процесса изготовления ИМС. Другой при-
мер — разделение влияния поверхностных и объемных составляющих
базового тока биполярного транзистора (см. гл. 3), для чего требу-
ется иметь набор тестовых структур. Еще более серьезными являются
такие измерительные операции, при которых изучаются происходящие
в элементе изменения физических характеристик отдельного компонен-
та элемента. Например, изучение распределения заряда в объеме ди-
электрика требует использования послойного травления его с последо-
вательным изучением поверхности одним из методов исследования
поверхностных явлений. Последний тип измерений выходит за рам-
ки данной работы.
Далее мы остановимся лишь на некоторых общих вопросах испыта-
40
1. Методы проведения радиационных испытаний
ния тестовых элементов, оставляя в стороне проблемы тестирования
и диагностики целых схем, а тем более радиоэлектронной аппарату-
ры. Отметим лишь, что в случае испытаний РЭА, проводящихся на уско-
рителях, обычно требуется применять развертки высоковольтных
пучков ускоренных частиц, что является далеко не тривиальным
[65-67].
Типичные принципиальные схемы проведения радиационных испыта-
ний можно найти в [14, 57, 59, 60, 68, 69]. Несмотря на определенные
различия в их реализации, выполняемые задачи сводятся к организации
проведения облучения, контроля за полученной экспозиционной дозой
и измерению характеристик элементов. Облучают нейтронами, электро-
нами, рентгеновским и у-излучениями, как правило, в атмосфере (57,
69], при этом используются эффекты рассеяния электронов в воздухе
или на специальных фольгах, а также расходимость пучков нейтронов,
рентгеновского или у-излучения. При необходимости выравнивания
пространственного распределения излучения прибегают к фильтрам и
коллиматорам различного рода. При облучении ионами процесс облу-
чения проводят в вакууме [14, 59, 60]. Для текущего контроля за
плотностью потока излучения и обшей экспозиционной дозы исполь-
зуют доли потока излучения, проходящего в стороне от облучаемых
ИМС. Типичный пример организации такого контроля показан на
рис. 1.15. В качестве датчиков, определяющих плотность потока излу-
Рис-1.15. Схема эксперимента:
А - эона, защищенная от радиации; Б - камера радиационных испытаний; 1,2-
источники питания; 3 — амперметр; 4 — цифровой вольтметр; 5 — пульт управ-
ления; 6 — кабельные разъемы; 7 — радиационная зашита; 8 — два 40-жильных
кабеля длиной 15 м каждый; 9 — цилиндр Фарадея; 10 - монтажная плата; 11 -
рассеивающие фольги (0,1 мм А1; 0,08 мм Си); 12 — выход ускорительной труб-
ки; 13 - титановые окна толщиной 0,05 мм; 14 - испытываемые приборы
1.4. Методы экспериментального исследования
41
чения и полную экспозиционную дозу его или флюенс, используются
цилиндры Фарадея для электронов и ионов [57, 59, 69], ионизацион-
ные камеры для всех видов ионизирующего излучения [14] и детек-
торы для нейтронов, рентгеновского и у-излучений [70, 71]. Измерение
потока нейтронов в каналах исследовательских реакторов имеет свои
особенности [28].
При исследовании МДП-микросхем могут использоваться обычные
дискретные МДП-транзисторы [71]. Для них измеряют пороговое напря-
жение, начальный ток стока и крутизну передаточной характеристики.
При таких испытаниях трудно измерить увеличение токов утечки через
р-и-переход карман - подложка, по поверхности и т. д. Трудно также
выделить эффекты, связанные с влиянием технологии изготовления.
Для расширения возможностей получения информации используют
специальные наборы тестовых структур. Так, в [72] используется сле-
дующий набор: большие по площади конденсаторы с толстым и тон-
ким оксидом в качестве диэлектрика, диоды л* — р (карман) и р* — п
(подложка), затворные диоды Vander Pauw, транзисторы со сжимае-
мым каналом, инверторы с варьируемой геометрией. В качестве тес-
товых структур используют также стандартные схемы соединения
элементов, которые позволяют измерять динамические характери-
стики БИС.
Наиболее часто (см. разд. 2.4) используют метод вольт-фарадных
характеристик (ВФХ) [73], которые измеряют квазистатическим или
высокочастотным методами [74].
При квазистатическом методе к структуре прикладывается напря-
жение низкой частоты. Частота выбирается из условия, что период при-
Рис. 1.16. Структурная схема измерения квазистатических вольт-фарадных ха-
рактеристик:
Г1 - генератор пилообразного напряжения; Э - электрометрический усилитель;
ХУ - двух координатный самописец; С — МДП-структура
42
1. Методы проведения радиационных испытаний
ложенного напряжения Т значительно больше времени жизни неоснов-
ных носителей в области пространственного заряда тп 3 и постоянной
времени поверхностных состояний т5 (Г> тп.э, rf). В схеме (рис. 1.16)
используется генератор пилообразного напряжения и измеряется ток
смещения через МДП-структуру. При линейной развертке ток смещения,
а следовательно, и напряжение генератора оказываются пропорциональ-
ными емкости структуры [74]. Так как ток смещения очень мал (напо-
или даже пикоамперы), то измеряется он электромеханическими ме-
тодами. Калибровочные емкости позволяют определить абсолютное
значение емкости МДП-структуры.
При высокочастотном методе измерения ВФХ используется высоко-
частотный сигнал с периодом, значительно меныцим тП13 и т5 (Г^СТп^.т,)
При этих условиях заряд неосновных носителей и плотность поверхност-
ных состояний не успевают реагировать на изменение приложенного
напряжения, следовательно, исключаются и соответствующие составляю-
щие измеряемой емкости. Схема измерения показана на рис. 1.17. В ре-
зультате измерения самописец фиксирует напряжение на нагрузочном
сопротивлении, пропорциональное емкости МДП-структуры.
По результатам измерений ВФХ можно также посчитать распределе-
ние заряда в подзатворном диэлектрике [75, 76].
Рис. 1.17. Структурная схема измерения высокочастотных волы-фарадных ха-
рактеристик МДП-структур:
Г! — генератор пилообразного напряжения; Г2 — генератор переменного напря-
жения; У - селективный усилитель; СД - синхродетектор; XY - двухкоорди-
натный самописец; С - МДП-структура; Ян - нагрузочное сопротивление; R1
и R2 - делители напряжения
1.4. Методы экспериментального исследования
43
Радиационные испытания можно заменить инжекцией электронов
в диэлектрик [62, 63, 77, 78]. Процесс высокополевой инжекции элект-
ронов из металлического затвора значительно удобнее для операцион-
ного контроля при изготовлении МДП ИМС в условиях производства.
При этом также происходит накопление положительного заряда в ди-
электрике МДП-структуры. Механизм явления следующий: происхо-
дит туннелирование электронов из металла в зону проводимости ди-
электрика по механизму Фаулера-Нордгейма с последующей ударной
ионизацией материала пленки инжектируемыми электронами. Образо-
ванные в результате поглощения дырки захватываются дефектами,
расположенными в диэлектрике.
Экспериментальные исследования показали, что наилучшая корре-
ляция с радиационными испытаниями достигается при инжекции элект-
ронов импульсами длительностью 100 мкс, создающими в электриче-
ской пленке электрическое поле напряженностью около 10 МВ • см'1,
при этом между дозой ионизирующего излучения и величиной инжек-
тируемого заряда зависимость будет линейной с коэффициентом про-
порциональности 1,2 • 1(Г7 Кл • Гр-’. Структурная схема измерений
приведена на рис. 1.18. Явления заряда пленок диэлектрика наблюда-
Рис. 1.18. Структурная схема для пооперационного контроля радиационной стой-
кости МДП-приборов:
СУМ - измеритель вольт-фярадных характеристик; XY - двухкоординатный
самописец; ГИИ - генератор инжектирующих импульсов; УУУ - устройство
управления установкой; Т — таймер; А — амперметр; БТЧ — блок преобразова-
ния ток-частота; МДП - тестовая структура
44
1. Методы проведения радиационных испытаний
пись также при применении электронных микроскопов и в процессе
электронно-лучевой литографии [64, 79].
Методы измерения основных характеристик элементов биполяр-
ных ИМС достаточно хорошо описаны в литературе [68, 73, 80]. К ним
относятся в первую очередь измерения коэффициента усиления, вели-
чины обратного коллекторного тока и выходного сопротивления. Эти
измерения проводятся с помощью простейших испытателей [68].
В более сложных испытателях параметров транзисторов измеряется
значение обратного коллекторного тока и набор из четырех парамет-
ров, характеризующий транзистор как линейный четырехполюсник
в эквивалентных малосигнальных схемах (например, й-параметры).
Если необходимо измерить характеристики полностью с учетом нели-
нейностей, исследуются статические характеристики (на постоянном
токе или низких частотах), к которым относят входную, выходную и
передаточную характеристики в пределах, связанных с допустимой
мощностью рассеяния или максимальной температурой. Кроме стати-
ческих измеряются динамические характеристики на частотах, на
которых нормально работает элемент. Измеряются также частотные
свойства.
Для ИМС применяются как статические, так и динамические изме-
рения. Структурная схема устройства для динамических испытаний
групповым методом приведена на рис. 1.19. Зондирование здесь про-
водится с помощью матрицы фиксированных контактных выводов на
рамке, обеспечивающих низкоомные контакты.
По мере увеличения степени интеграции в биполярных ИМС также
начинают сказываться поверхностные эффекты. Для определения влия-
ния радиации на их характеристики применяют тестовые наборы [81].
В основу создания таких наборов положен метод разделения объем-
Рис. 1.19. Структурная схема установ-
ки для проведения динамических испы-
таний:
1 - устройство электрического возбуж-
дения; 2 - экран для воспроизведения
данных; 3 - осциллограф; 4 - пульт
управления; 5 - матрица переключа-
телей; 6 - рабочая плата и пробник;
7 - ИС; 8 - устройство для переме-
щения ИМС
1.4. Методы экспериментального исследования
45
ных и поверхностных явлений и соответствующее разделение рекомби-
национных потерь в топологически независимых областях (см. гл. 3).
Для исследования физики поверхностных аффектов в полупровод-
никах после воздействия радиации можно использовать большое коли-
чество разнообразных методов и приборов. Они основываются на ре-
зультатах взаимодействия различного рода излучений (светового,
рентгеновского и гамма) или частиц (электронов, нейтронов и ионов)
с поверхностью. Такое взаимодействие позволяет определить морфоло-
гию в малых размерах, элементный состав материала, молекулярный
состав, различного рода дефекты, глубины расположения и толщи-
ны р-п-переходов, диффузионную длину, время жизни носителей и
другие характеристики. Ряд параметров может быть исследован нераз-
рушающими методами контроля, другие требуют послойного страв-
ливания с целью последовательного изучения физических характери-
стик этих слоев (например, распределение объемного заряда по глуби-
не подзатворного диэлектрика). Часто бывает необходимо использо-
вать совокупность различных микроаналитических методов. Общий
обзор таких методов с указанием их возможностей приведен в [39].
При применении в качестве первичного электронного пучка анали-
зируются электроны обратного рассеяния, вторичная электронная
эмиссия, эмиссия оже-электронов, эмиссия фотонов и рентгеновская
флуоресценция. В качестве источника электронов можно применять
электронные микроскопы различного рода — просвечивающие, зер-
кальные и эмиссионные. Они могут работать либо в растровом режиме,
либо в режиме проекционного сканирования. При необходимости ис-
пользовать более высокие энергии применяют различные электронные
ускорители.
Если первичный пучок ионный, то можно исследовать отраженные
ионы первичного пучка (резерфордовская спектрометрия), анализ
ионов, распыленных с поверхности образца (ионная вторичная масс-
спектроскопия), а также процессы каналирования ионов. Источники
пучка — ионные микроскопы или при больших энергиях — ускорители
ионов, особенно линейные.
Когда первичное излучение световое, рентгеновское или гамма, то
глубина проникновения увеличивается с возрастанием энергии электро-
магнитных квантов. Исследуются фотоэлектроны. Имеются серийно
выпускаемые приборы для рентгеновской фотоэлектронной спектро-
скопии.
В последнее время рассматривается применение синхротронного
излучения для фотоэмиссионной спектроскопии поверхности полупро-
водников [82]. Оно обладает некоторыми свойствами, которые делает
его применение предпочтительнее по сравнению с другими источника-
ми: 1) большая плотность потока и непрерывный спектр, что позволяет
выделить для исследования фотоны различных энергий с помощью
монохроматора; 2) синхротронное излучение линейно поляризовано;
46
/. Методы проведения радиационных испытаний
3) синхротронное излучение генерируется в высоком вакууме и по-
этому совместимо с условиями, в которых производится анализ по-
верхности кристалла.
Все эти свойства открывают новые возможности для анализа состоя-
ний поверхностей.
Подробное описание методов измерений выходит за рамки данной
книги [68, 82-87].
1.5
АВТОМАТИЗАЦИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА
В последнее время широкое распространение получили
автоматизированные системы научных исследований (АСИИ). Они
представляют собой информационно-измерительные системы (ИИС),
в которых эксперимент планируется и в определенной степени управ-
ляется, однако закономерности, которые должны быть получены, не-
известны, и задача заключается в их определении.
ИИС включает в себя системы первичных преобразователей (дат-
чиков), передачи информации, ее обработки и отображение в виде,
удобном для пользователя. Для исследований физического харак-
тера часто применяется система интерфейса, выполненная в стандар-
те КАМАК [58], причем наиболее распространенной структурой для
А С НИ является магистральная. Сопряжения должны быть стандартными
для обеспечения взаимозаменяемости при переходе от одного иссле-
дования к другому, а также при возможном усложнении и изменении
условий эксперимента. Удобными и недорогими устройствами для
обработки информации являются микро-ЭВМ типа ”Электроника-60”
или ”Электроника-125”, а также мини-ЭВМ СМ-4. При этом, как пра-
вило, микро-ЭВМ используются ориентированно для обработки резуль-
татов эксперимента с целью ускорения анализа полученной информа-
ции или результатов большого количества измерений тестовых образ-
цов. Мини-ЭВМ для большинства экспериментов избыточна и поэто-
му применяется для проведения обработки данных нескольких экспе-
риментов или одновременно используется и для управления модели-
рующей установкой (например,ускорителем).
Сочетание источника ионизирующего излучения с необходимыми
физическими экспериментами делает применение мини-ЭВМ в целях
управления более экономичным. Источник излучения, устройства для
проведения эксперимента и мини-ЭВМ называют радиационно-физи-
ческим комплексом [88]. В состав такого комплекса на базе линей-
ного ускорителя входят следующие составные части:
1. Линейный резонансный ускоритель.
2. Развертка ускоренного пучка.
1.5. Автоматизация эксперимента
47
3. Система измерений характеристик пучка и параметров питания.
4. Устройство дня регулировки выходных параметров пучка, вклю-
чающее исполнительные устройства системы автоматического управле-
ния.
5. ЭВМ на линии для получения информации о состоянии ускорителя
и его пучка и для обработки результатов эксперимента.
6. Система отображения полученной информации на периферийных
устройствах ЭВМ.
На примере разработок, приведенных в МИФИ [89], можно сформу-
лировать следующие требования к радиационно-физическим комплек-
сам:
глубокая регулировка энергии и плотности потока частиц в полях
облучения;
дистанционные непрерывные и невоэмушающие измерения парамет-
ров пучка электронов;
одновременное получение двух и более полей облучения с варьируе-
мыми характеристиками;
непрерывный контроль параметров полей облучения;
возможность изучения как непрерывного, так и импульсного воз-
действия излучения;
комплексная автоматизация проведения радиационного экспери-
мента.
Структурная схема радиационно-ускорительного стенда УРУС пока-
зана на рис. 1.20. Линейный ускоритель У-28, разработанный в МИФИ,
является трехсекционным ускорителем с бегущими волнами, питае-
мом от магнетрона мощностью 9 МВт в импульсе. Он имеет глубокую
регулировку энергии от 2 до 12 МэВ, тока пучка от 0 до 200 мА в им-
пульсе и плотности частиц в пучке до 5 • 1012 см-2 • с"1.
Разработанная СИКЛ ускорителя предназначена для повышения эф-
фективности использования ЛУЭ в радиационных исследованиях за
счет одновременного формирования двух полей облучения электрона-
ми разных энергий: 5-6 и 10—12 МэВ. Основной элемент СИКП — им-
пульсный отклоняющий магнит позволяет отклонять электроны с энер-
гией до 10 МэВ при формировании в его обмотках прямоугольного
импульса тока амплитудой до 100 А.
СФПО показана на рис. 1.21. Принцип работы основан на сканирова-
нии пучка электронов с последующим рассеянием частиц. Импульс-
ный магнит и секторные постоянные магниты образуют систему парал-
лельного переноса пучка с переменной во времени базой переноса.
Использование ферритового магнита в строчной развертке позволяет
получить время сканирования по рассеивателю до 1СГ® с. Окончатель-
ное формирование поля облучения происходит после взаимодействия
сканируемого пучка с отражателями, форма поверхности которых
рассчитана на получение максимального (85%) коэффициента исполь-
зования пучка и равномерности дозного поля 5% при предельных га-
48
1 Методы проведения радиационных испытаний
баритах 350 X 150 мм. Конфигурация границ магнитов рассчитана из
условия компенсации линейной дисперсии пучка и постоянства верти-
кального увеличения системы по всей длине развертки.
В СИП ПО входят датчик распределения средней энергии и плотно-
сти тока (погрешность 5%) с пространственным разрешением 6 мм,
датчик распределения поперечных составляющих импульса частиц
(погрешность 10%) и двухкоординатный датчик распределения плот-
ности тока (погрешность 6%). Предполагается составить банк данных
о параметрах поля облучения дискретного ряда значений средней
энергии пучка и размеров поля облучения. В качестве накопителя ис-
пользуется перфолента.
Для оперативного получения информации о параметрах пучка
электронов в процессе облучения используется многофункциональный
комплекс измерительной аппаратуры, в который входят как тради-
Рис. 1.20.
Рис. 1.20. Структурная схема радиационно-ускорительного стенда У РУ С:
ЛУЭ - линейный ускоритель электронов; СИКП — система импульсной коммута-
ции пучка; СФПО - система формирования полей облучения; ОИ - объект иссле-
дования; СИЛ ЛУЭ - система измерения параметров ЛУЭ; СИПЛО - система из-
мерения параметров полей облучения; ИИС РЭ - информационно-измерительная
система радиационного эксперимента; АСУ - автоматизированная система управ-
ления стендом
Рис. 1.21. Импульсная система формирования полей облучения:
1 - импульсный ферритовый магнит с наложенным постоянным полем; 2, 3 -
секторные постоянные магниты; 4 - рассеиватель; 5, 6 - отражатели пучка
1.5. Автоматизация эксперимента 49
ционные измерители (магнитоиндукционные, цилиндр Фарадея, маг-
нитный анализатор спектра), так и оригинальные датчики (коаксиаль-
ные, резонаторные, вторично-эмиссионные, оптические). Система позво-
ляет измерять токи пучка от 1СГ3 до 10 А в импульсе при изменении
длительности импульса от 100 нс до 2 мкс, средней энергии от 0,3 до
14 МэВ, ширины энергетического спектра от 2 до 30% и положение
пучка в диапазоне ± 7 мм.
ИИС РЭ предназначена для выполнения следующих функций: ввод
информации с первичных датчиков и преобразователей в ЭВМ, пред-
варительная обработка поступающей информации, управление ходом
физического эксперимента.
Проводится измерение статических характеристик тестовых струк-
тур БИС, представляющих собой набор отдельных транзисторов
(рис. 1.22). Межблочная система ясна из рисунка. Для подключения
необходимого транзистора используется аналоговый релейный комму-
татор. Система измеряет вольт-амперные характеристики тестовых
Рис. 1.23. Структурная схема измери-
тельной системы:
1 - к ускорителю; 2 - блок управле-
ния пучком; 3 - аналоговый коммута-
тор; 4 - измеритель тока; 5 - магист-
раль КАМАК; 6 — интерфейс графо-
построителя; 7 - контроллер; 8 -
коммутационная панель; 9 - самопи-
сец; 10 - микро-ЭВМ MERA-60; ЦАП
и АЦП — цифро аналоговые и аналого-
цифровые преобразователи
Рис. 1.22. Структурная схема ИИС РЭ:
DAC-1 - цифроаналоговые преобразователи задания режима транзисторов;
ADC-712 - аналого-цифровые преобразователи измерения входного и выходного
напряжения; DV<P - интерфейсы цифрового вольтметра; Ф-30 - приборы для
измерения входного и выходного токов; MUL-750 - аналоговый релейный ком-
мутатор
50
1. Методы проведения радиационных испытаний
транзисторов и распечатывают их в виде таблиц. В дальнейшем пред-
полагается дополнить систему графическим выводом информации.
Обработка результатов эксперимента проводится с помощью мини-
ЭВМ СМ-4.
В качестве примера рассмотрим автоматизированную систему из-
мерения параметров набора тестовых структур, применяемых для
исследования биполярной интегральной транзисторной структуры
[81].
Интерфейс системы выполнен в стандарте КАМАК на базе микро-
ЭВМ (рис. 1.23). Система состоит из блоков, занимающих один крейт
КАМАК, двухкоординатного самописца, коммутационной панели с
исследуемой БИС и микро-ЭВМ MERA-60. Состав и количество блоков,
входящих в систему, может быть легко изменено в соответствии с
конкретными целями. На рис. 1.23 показан набор блоков, используе-
мых для снятия статических характеристик тестовых структур бипо-
лярных БИС. Исследуемая структура подключается через специальную
коммутационную панель к аналоговому коммутатору. Тип исследуе-
мой структуры задается на коммутационной панели с помощью про-
граммирующей вставки. Через аналоговый коммутатор к соответствую-
щим выводам структуры подключается двухканальный многопредель-
ный измеритель тока, на выходе которого устанавливается напряже-
ние, пропорциональное току, протекающему через выводы схемы. Та-
кой прием позволил использовать для измерения тока и напряжения
стандартные аналого-цифровые преобразователи (АЦП).
Данные с АЦП через магистраль КАМАК и контроллер поступают
в ЭВМ. Для наглядного представления данных в систему включен блок
интерфейса двухкоординатного самописца. Использование ЭВМ позво-
ляет автоматизировать трудоемкую операцию определения статических
характеристик полупроводниковых структур, что приводит к повыше-
нию надежности и точности измерений, а также позволяет обрабатывать
значительно больший объем информации. ЭВМ в ходе эксперимента про-
водит первичную обработку информации, в результате которой экспе-
риментатор получает в качестве выходных данных физические пара-
метры структуры, которые не могут быть измерены непосредственно.
Наряду с промышленными система содержит ряд оригинальных
блоков. Они упрощают работу с экспериментальным оборудованием,
подключенным к магистрали КАМАК, и программирование решаемой
задачи. К ним относятся контроллер крейта, измеритель тока, интер-
фейс графопостроителя.
Контроллер (рис. 1.24) состоит из приемопередающих схем, регист-
рового блока, блока обработки внутренних запросов на прерывание,
схемы синхронизации, интерфейса совмещенного магистрального кана-
ла микро-ЭВМ MERA-60, дешифратора адреса и функции, схемы фор-
мирования цикла КАМАК и схемы объединения запросов. Связь со-
1.5. Автоматизация эксперимента 51
вмешенного канала с приемопередающими схемами и интерфейсом ка-
нала осуществляется по шине адрес/данные (А/Д) посредством стан-
дартных сигналов управления (СУ). Регистровый блок состоит из семи
регистров, пять из которых доступны для пользователя. В регистрах
хранятся передаваемые данные, запросы на прерывания и информация,
управляющая работой контроллера.
При обращении к контроллеру адрес и входная информация запоми-
наются в соответствующих регистрах. Контроллер анализирует адрес на
четность. Если адрес четный, то выполняется цикл обмена двухбайтной
информацией между адресуемым блоком КАМАК и ЭВМ. В этом случае
контроллер выставляет на линиях F магистрали КАМАК функцию
F(0) при осуществлении машинного цикла "ВВОД” или F (16) в цикле
’’ВЫВОД”. Если адрес нечетный, то контроллер интерпретирует вход-
ную информацию как функцию F и осуществляет необходимые опера-
ции по ее выполнению. Если F предусматривает обмен данными, то при
этом обмен происходит трехбайтными словами между блоками КАМАК
Рис. 1.24. Структурная схема контроллера:
/ - совмещенный магистральный канал; 2 - приемопередатчики; 3 - блок регист-
ров; 4 - приемопередатчики; 5 - магистраль КАМАК; 6 - дешифратор команд;
7 - ’•ИЛИ" запросов; 8 - генератор цикла КАМАК; 9 - блок обработки запросов;
10 - интерфейс совмещенного магистрального канала; 11 — схема синхронизации
Рис. 1.25. Структурная схема измерителя тока:
7 — вход; 2 — преобразователь ток—напряжение; 3 — схема управления; 4 —
выход
52
I. Методы проведения радиационных испытаний
и внутренними регистрами контроллера. Таким образом, любая функция
может быть выполнена за опин машинный цикл при помощи команды.
По результатам выполнения цикла КАМАК во внутренних регистрах
контроллера запоминаются сигналы X, Q, N> 23 н L, которые могут
быть легко считаны пользователем. Если пользователю разрешено преры-
вание, вход в программу обработки запросов может быть осуществлен
через прерывание по одному из 16 адрес-векторов, запрограммирован-
ных в контроллере. Каждый запрос может индивидуально маскировать-
ся соответствующим разрядом регистра маски.
Таким образом, описанный режим работы контроллера дает возмож-
ность составлять эффективные программы сбора и предварительной
обработки поступающей информации. Данный контроллер подключа-
ется непосредственно к совмещенному магистральному каналу мик-
ро-ЭВМ MERA-60 и позволяет создавать системы объемом до четырех
крейтов.
Задание напряжений на выходах исследуемой структуры и измерение
протекающих через нее токов осуществляется двухканальным много-
предельным измерителем тока, структурная схема одного из каналов
которого приведена на рис. 1.25. Измеритель тока состоит из входного
усилителя, управляемого преобразователя ток-напряжение, чувстви-
тельность которого задается управляющими сигналами. На выходе пре-
образователя появляется напряжение, пропорциональное току, проте-
кающему через нагрузку. Если выходное напряжение превышает напря-
жение Un2, то на схему управления поступает сигнал с двухпорогового
дискриминатора и она автоматически уменьшает чувствительность в
10 раз, если сигнал становится меньше Цы, то чувствительность повы-
шается. Через магистраль КАМАК в микро-ЭВМ может быть считан
код, соответствующий чувствительности, при которой был измерен
ток. т. е данное устройство позволяет измерять характеристики прибо-
ров, обладающих экспоненциальным видом ВАХ в широком диапазо-
не выходных токов. При этом перекрывается диапазон токов в шесть
порядков, что является достаточным для большинства измерении.
Отличительная особенность блока для управления промышленным
двухкоординатным самописцем — наличие аппаратно реализованного
генератора векторов. Способность блока формировать аналоговые уп-
равляющие сигналы, обеспечивающие прямолинейный переход в коор-
динатной плоскости, упрощает программирование и существенно
уменьшает необходимое машинное время. Устройство состоит из двух
блоков: управления и преобразования. Структурная схема блока пре-
образования показана на рис. 1.26. Схемы ЦАП служат для формиро-
вания сигнала по х и у координатам. Блок управления включает в себя
управление режимом пера (поднято, опущено, пунктир, точка), деши-
фратор команд и систему синхронизации преобразователя. Построение
блока управления не описывается из-за простоты его реализации.
1 5. Автоматизация эксперимента
53
Управление работой отдельных блоков системы и первичная обра-
ботка полученных результатов осуществляется при помощи программ
на языке БЕЙСИК. Простое программирование и редактирование на
этом языке делают использование системы доступным для малоквали-
фицированного персонала. Для работы с внешними устройствами
КАМАК стандартный БЕЙСИК был расширен драйверами этих
устройств.
В качестве еще одного примера автоматизации эксперимента приве-
дем использованную в МИФИ [90] систему автоматизации с целью со-
кращения длительности измерений.
В МДП-приборах воздействие ионизирующего излучения вызывает
изменение порогового напряжения и крутизны стокозатворной характе-
ристики. Сдвиг порогового напряжения зависит от электрического ре-
жима (напряжение на затворе и стоке), мощности поглощенной дозы
ионизирующего излучения, температуры и других факторов. Так как
при измерении характеристик под действием облучения необходимо
поддерживать режим работы транзистора, то процедура измерения
получается очень длительной.
Для облегчения ситуации можно сокращать число измерений харак-
теристик образцов и повышать быстродействие измерений. С целью со-
Рис. 1.26. Структурная схема блока преобразования:
PXI, PY1 - регистры текущей координаты; РХ2. PY2 - регистры следующей
координаты; АУХ и АУУ - арифметические устройства для вычисления пере-
ходов ДАТ и ДУ; ВМ - вычислитель модуля; ГР - генератор развертки
54
I. Методы проведения радиационных испытаний
кращения числа измерений можно использовать обобщенную систему
координат /с//м = Д14/(Ц ~ %)]» гДе ^с- Uc — ток и напряжение
стока; /м — некоторое значение стока; U3 — напряжение затвора;
1/0 — пороговое напряжение. Все семейство стоковых характеристик
можно тогда представить в виде одной кривой, которая может быть
записана в виде
4 =/м{1-ехр[АГ1С4/(Ц-Ц>)1}.
где /м =К0(Сз - Ц))2; Кй — приведенная крутизна стокозатворной
характеристики; Кх — параметр аппроксимации. Для определения KQ
и ki нужно измерить /с при разных U3 nUc. Одновременное изменение
напряжений на стоке и затворе можно осуществить, используя схему
ключа-инвертора с резистивной нагрузкой. Изменяя напряжение на за-
творе, получаем зависимость Uc (Uj, а определяя из нее Uo, Ко и Кх,
по формуле можем рассчитать семейство стоковых характеристик
/с (С7с, Ц3) при заданной дозе облучения. Для расчета параметров раз-
работана программа обработки экспериментальных данных [91].
Метод вычисления параметров электронных приборов по передаточ-
ным характеристикам нашел широкое применение. Для измерения и
ввода в ЭВМ входных и выходных значений передаточной характери-
стики используются два АЦП, выполненные в стандарте КАМАК. Изме-
ренные сигналы преобразуются в напряжения и подаются на входы
АЦП. По импульсу внешнего запуска АЦП одновременно проводят
два измерения и вырабатывают запуск на обслуживание. Программа
обслуживания эксперимента выполняет следующие функции:
1. Открывает и закрывает рабочие файлы.
2. Переписывает результат измерения с регистра АЦП в буфер.
3. Анализирует пределы измерения входного сигнала.
Рис. 1.27. Функциональная схема изме-
рительной установки на базе СМ-4;
ГССФ - генератор сигналов специаль-
ной формы; СК — система коммута-
ции образцов; ГИ - генератор импуль-
сов; СУ - система управления; АЦП -
аналого-цифровой преобразователь
1.5. Автоматизация эксперимента
55
4. По мере заполнения буфера переписывает его содержание в ра-
бочий файл.
Полученные данные обрабатываются в диалоговом режиме после
закрытия очередных файлов.
Для сокращения времени, затрачиваемого на измерение зависимо-
сти Uc (£/3), эта зависимость вводится непосредственно в память ЭВМ
типа СМ-4 и записывается на магнитный диск. Экспериментальные
данные вводятся в оперативном режиме работы ЭВМ и не мешают про-
хождению программ других пользователей во время проведения
эксперимента по облучению в канале реактора. После эксперимента
массивы данных обрабатываются по упомянутой выше программе.
Для получения экспериментальной характеристики Uc (С/3) исполь-
зуется измерительная установка на базе ЭВМ СМ-4 (рис. 1.27). На за-
твор МДП-транзистора подается пилообразное напряжение от генерато-
ра сигналов специальной формы типа Г6-15. Это напряжение вводится
в ЭВМ через АЦП. Измеряемая зависимость (7С(1/3) вводится в ЭВМ
одновременно с пилообразным напряжением через АЦП-2. В этой уста-
новке время измерения одной характеристики МДП-транзистора опре-
деляется быстродействием АЦП (0,002 с). Поскольку для обеспечения
достаточной точности расчета коэффициентов аппроксимации необхо-
димо измерение п > 100 точек, то длительность цикла измерения со-
ставляет 0,2 с. Максимальная мощность экспозиционной дозы ионизи-
рующего излучения, при которой можно облучать образцы в канале
реактора без их существенного разогрева составляет 2,58 • ПТ* Кл/(кгХ
X с), а минимальная экспозиционная доза (первая точка дозовой за-
висимости) равна 2,58 Кл/кг. Отсюда требуемое время облучения t «
«в 10 с, что в 50 раз превышает время измерения характеристики.
В заданное время ЭВМ СМ-4 формирует командный импульс начала
измерений, который поступает в СУ. СУ печатает цикл измерений, в ко-
тором СК обеспечивает поочередное подключение образцов к АЦП-2.
ГССФ выдает тактовые импульсы для АЦП. В случае необходимости
генератор импульсов может формировать для СМ-4 импульс конца
измерений.
Схемы блоков СУ и СК показаны на рис. 1.28, а. В СК основным
элементом является сдвиговый регистр, к каждому разряду которого,
начиная со второго, подсоединены обмотки реле. Перед началом работы
первый разряд (’’контрольный бит”) устанавливается в состояние ло-
гической единицы, а все остальные разряды в состояние логического
нуля. Командный импульс СМ-4 передается СУ в СК и переводит ло-
гическую единицу из первого разряда во второй. Одновременно СУ
дает разрешение на прохождение тактовых импульсов с ГССФ, соот-
ветствующих окончанию роста линейно изменяющегося напряжения,
на сдвиговый регистр СК. Разряд сдвигового регистра, находящегося
в состоянии логической единицы, замыкает контактную пару соответ-
56
1. Методы проведения радиационных испытаний
oUc(npu испытаниях)
oU3(npu испытаниях)
-о U3 (при измерениях)
° Uпит
oUc(npu измерениях)
Рис. 1.28. Схемы блоков управления и коммутации (а) и подключения образ-
цов (б)
1.5. Автоматизация эксперимента
57
ствующего реле. Таким образом обеспечивается поочередное подклю-
чение образцов к измерительной установке (рис. 1.28, б).
Чтобы предотвратить сбои в процессе измерения, СУ запрещает про-
хождение командного импульса СМ-4 на сдвиговый регистр схемы ком-
мутации при состоянии контрольного бита, соответствующего логиче-
скому нулю. В свою очередь, единичное состояние контрольного бита
и бита конца измерений запрещает прохождение тактовых импульсов
сГССФ, т. е. в промежутке между циклами измерений.
Для расширения возможностей измерительного комплекса
предусмотрено подключение второй схемы коммутации к биту конца
измерений или контрольному биту сдвигового регистра первой схемы
коммутации. В первом случае увеличивается число образцов, во вто-
ром - количество характеристик каждого образца.
Вместо ГССФ можно использовать модули КАМАК, но при этом ма-
шинное время на обслуживание эксперимента возрастает. В рассмотрен-
ной схеме измерительной установки ЭВМ освобождена от управления
коммутацией образцов и используется для передачи данных с регистра
АЦП в память и далее на магнитный диск.
2
Поверхностные
радиационные
эффекты
в структуре
диэлектрик-
полупроводник
Изложены особенности структуры кремний — диоксид
кремния, анализируются результаты исследования радиа-
ционных эффектов в ней и приводятся физические модели
образования поверхностных состояний и накопления заряда
в диэлектрике МДП-структуры
2.1
ПОВЕРХНОСТНЫЕ ДЕФЕКТЫ
И МЕХАНИЗМЫ ИХ ОБРАЗОВАНИЯ
2.1.1
ОСОБЕННОСТИ СТРУКТУРЫ
ДИОКСИД КРЕМНИЯ - КРЕМНИЙ
В современных планарных приборах наиболее широкое рас-
пространение нашли кремниевые приборы с пленками диоксида кремния
(или оксида кремния SiOj). Основное преимущество структуры крем-
ний-диоксид кремния заключается в большой высоте потенциального
барьера на границе раздела. При меньшей высоте барьера между крем-
нием и пленкой АЦОз, обладающей хорошей радиационной стойкостью
[92], параметры МОП-транзисторов становятся нестабильными из-за
эмиссии электронов в диэлектрик из полупроводника [93]. Особенно
сильно проявляется этот эффект при переходе к приборам с субмикрон-
ными размерами. Поэтому диэлектрики с меньшей, чем у SiO2, шири-
ной запрещенной зоны применяются в основном в двухслойных струк-
турах SiO2-Si3N4, SiOj-AljOj и др., где граница SiO2-Si сохра-
няется.
Структура диэлектрик-полупроводник — неотъемлемая часть пла-
нарных полупроводниковых приборов. Ее свойства оказывают суше-
1.5. Автоматизация эксперимента
59
ственное влияние на параметры и характеристики транзисторов и дру-
гих элементов интегральных микросхем.
В структуре диэлектрик-полупроводник можно выделить четыре
характерных области (см. рис. 2.1, а) :/ — объем диэлектрика; II —
переходная область от диэлектрика к полупроводнику; III — припо-
верхностная область полупроводника; IV — объем полупроводника.
В книге, посвященной поверхностным радиационным эффектам, будем
рассматривать в основном первые три области планарной структуры.
В целом структура кремний-диоксид кремния характеризуется
наличием в ней механических напряжений. Механические напряжения
возникают уже в неокисленной пластине кремния при обработке верх-
ней и нижней ее поверхностей разными способами. В случае выращива-
ния окисла на одной из поверхностей пластины полупроводника меха-
нические напряжения могут быть значительными. В первую очередь
это объясняется различием (почти на порядок) коэффициентов линей-
ного расширения материалов кремния и диоксида кремния, так как
пленка оксида выращивается (или наносится) при повышенной тем-
пературе. Охлаждение структуры SiO2 - Si приводит к возникновению
механических напряжений и, следовательно, вызывает деформацию
Рис. 2.1. Схематическое изображение
основных характеристик структуры
SiOj-Si:
а - структура; б - изменение механи-
ческих напряжений [пунктиром пока-
зано предполагаемое изменение Н (х) в
реальной структуре]; в - изменение
химического состава (.Vq - атомы
кислорода; УУэд - атомы кремния);
г — распределение дефектов (в точ-
ке 0 - упорядоченный SiO-слой);
д - условное расположение энергети-
ческих уровней дефектов (Б - быст-
рые ПС, М - медленные ПС)
60 2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
структуры (пленка SiO2 сжата, а поверхностная часть пластины Si
растянута). Причиной возникновения механических напряжений мо-
жет быть также и различие в строении материалов полупроводника
и диэлектрика. Распределение механических напряжений в структуре
SiO2-Si показано на рис. 2.1, б. На рис. 2.1, в схематично изображено
изменение химического состава при переходе от диоксида кремния
к кремнию. Общий вид распределения дефектов и условное располо-
жение их энергетических уровней представлены на рис. 2.1, г и д соот-
ветственно. Рассмотрим кратко основные характеристики выделенных
областей структуры диэлектрик—полупроводник.
Объем диэлектрика I характеризуется небольшим спадом механиче-
ских напряжений Я от границы с кремнием в глубь оксида. В [94]
показано, что величина Я изменяется по экспоненциальному закону:
Я(х) =
^макс exp(x/dox), (2.1)
где dox - толщина пленки оксида. Из (2.1) видно, что механические
напряжения на краях пленки различаются всего лишь в е раз. Химиче-
ский состав SiO2 в / области постоянен, концентрация дефектов мак-
симальна у границы со Я областью, а энергетические уровни электро-
активных центров дискретны. Граница Хо условно проводится на гаком
расстоянии от полупроводника, что обменом носителями заряда по-
средством туннелирования можно пренебречь.
Переходная область П от диэлектрика к полупроводнику характе-
ризуется изменением химического состава от SiO2 до Si. возрастанием
до максимума механических напряжений и изменением их знака (сжа-
тие SiO2 сменяется растяжением Si), а также наличием двух дефектных
слоев, разделенных упорядоченным монослоем* [95]. Электроактив-
ные центры в этой области имеют непрерывный (размытый) спектр,
объясняющийся изменением химического состава (и, следовательно,
вида атомов) в окружении дефекта. Они активно обмениваются заря-
дом с приповерхностной областью полупроводника и называются по-
верхностными состояниями. Центры, расположенные в дефектном
слое, примыкающем к полупроводнику, перезаряжаются в течение
микросекунд и называются быстрыми ПС. Поверхностные состояния,
расположенные в дефектном слое, прилегающем к объему диэлектри-
ка, обмениваются зарядом с полупроводником посредством туннели-
рования. Постоянная времени этого процесса определяется выражением
[96]
ехр (2£ба1)х)
= ГТ:---------F’ (2.2)
^vT\asnn$ ♦
Трехслойная модель переходной области В. Г. Литовченко.
2.1 Поверхностные дефекты, механизмы образования
61
в котором vT — тепловая скорость; of л ио5р- сечение захвата электро-
нов и дырок соответственно; Хбар = \/ 2?и^бар/<РтЛ2; ^-темпера-
турный потенциал; гп* — эффективная масса электрона; Л — постоянная
Планка; ip6ap - высота потенциального барьера, отсчитанная от грани-
цы эоны проводимости полупроводника. Нетрудно убедиться, что если
ПС расположены на расстоянии 10 нм и более от поверхности полупро-
водника, то время их перезарядки будет составлять миллисекунды и
более. Такие ПС называют медленными.
Приповерхностная область полупроводника III начинается с мо-
мента стабилизации концентрации атомов кремния (которая изменя-
лась при переходе от SiOj к Si). Она характеризуется наличием меха-
нических напряжений растяжения и повышенной концентрацией дефек-
тов, которые постепенно уменьшаются по мере удаления в глубь полу-
проводника. Кроме того, в случае термического окисления кремния в
этой области имеет место изменение концентрации примеси. Как из-
вестно [97], концентрация атомов фосфора по мере приближения к
границе Si-SiO2 возрастает, а атомов бора уменьшается.
2.1.2
МЕХАНИЧЕСКИЕ НАПРЯЖЕНИЯ И ИХ РЕЛАКСАЦИЯ
ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ИОНИЗИРУЮЩИХ ИЗЛУЧЕНИЙ
а. Результаты экспериментального исследования. Величи-
на механических напряжений зависит как от толщины пленки SiOj,
так и от толщины пластины Si [98]. При увеличении толщины окси-
да dox величина Ямакс возрастает, а с ростом толщины пластины dSj
уменьшается. Таким образом, можно записать, что
^м»кс ~~ dOx/d^-
(23)
В реальных полупроводниковых приборах имеются протравленные
в диэлектрике ’’окна”. Вблизи ступеньки окисла наблюдается сильное
возрастание Н. Если Н в равномерной структуре SiOj-Si, где SiO2
получена термическим окислением, имеет значение около 10 Н/см2,
то около ступеньки оксида примерно 104 Н/см2 [99]. Кроме того,
появляются и напряжения сдвига.
При исследовании механических напряжений в структуре дииект-
рик-полупроводник механические напряжения Ямакс обычно опреде-
ляют по радиусу изгиба полупроводниковой пластины R (рис. 2.2, а)
[100]:
_ 1 , £Si dS3j . 1 t
6 1 “ vSi ^ох R
(2.4)
62
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
где ESi и vsi - модуль Юнга и отношение Пуассона для кремния;
dSi и dox — толщина пластины кремния и пленки соответственно.
Следует заметить, что в ряде случаев (например, после облучения
потоком быстрых электронов [101]) окисленная пластина деформиру-
ется неравномерно. Тогда о величине Ямакс можно судить по макси-
мальному прогибу пластины Дмакс [98]. Чем больше Дмакс, тем
больше величина механических напряжений. Пример неравномерно
деформированной пластины показан на рис. 2.2, б [101].
Наличие механических напряжений приводит к тому, что атомы ве-
щества находятся в неравновесном состоянии, зафиксированном ох-
лаждением структуры диэлектрик-полупроводник после ее изготов-
ления, а валентные связи являются напряженными. При воздействии
излучений ионизируются атомы и образуются дефекты, что создает ус-
ловия для перехода структуры в равновесное состояние. Процесс пере-
_________________________________хода из неравновесного состояния
в равновесное под действием облу-
Рис. 2.2. Равномерная (в) и неравно-
мерная (б) деформация после облу-
чения потоками быстрых электро-
нов
чения проявляется в уменьшении
механических напряжений в струк-
туре диэлектрик-полупроводник,
сопровождающимся образованием
дефектов. Это явление в [102]
предложено назвать тензорадиа-
ционным эффектом. Оно наблюда-
ется как в полупроводниковых
структурах, так и в конструкцион-
ных материалах [103].
При уоблучении структуры крем-
ний-термический диоксид крем-
ния наблюдается монотонное умень-
шение механических напряжений.
В эксперименте, данные которого
приведены в табл. 2.1 [102], наблю-
далась неполная релаксация меха-
нических напряжений в структуре
кремний-двуокись кремния при
облучении 7-лучами (см. вариант I).
После низкотемпературного отжига
величина механических напряжений
уменьшилась до 1,235 • 10* Н/см2.
Дальнейшее облучение 7-лучами
приводит к полной релаксации ме-
ханических напряжений (см. вари-
ант II).
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
63
Таблица 2.1. Релаксация механических напряжений
при облучении структуры SiOi -Si
Вариант (^макс) нам, Н/см2 D. Гр (^макс) конечн- Н/см2
I 6,997-104 10s 4,535 • 103
П 1,235 • 103 104 0
Прим е ч а и и е. Механические напряжения Ямакс определяли по радиусу
кривизны окисленной пластины кремния [см. формулу (2-4)].
б. Модель релаксации механических напряжений. Наблюдавшееся
явление релаксации механических напряжений под действием 7-излуче-
ния на основании модели Гвина [104] можно качественно описать сле-
дующим образом. При ионизации образуются дырки, часть которых
захватывается на уровни напряженных валентных связей. Захват ды-
рок (уход валентного электрона) вызывает разрыв валентной связи
и смешение атома из локального в абсолютный минимум свободной
энергии. Так как остальные валентные связи сохраняются, то образует-
ся специфический дефект в виде микро трещины, который предлагается
назвать псевдовакансией. Процесс образования псевдовакансии в SiO2
схематично показан на рис. 2.3.
Очевидно, что и образование вакансии приводит к релаксации меха-
нических напряжений. Однако при 7-облучении (а также рентгенов-
ском и быстрыми электронами) таких дефектов образуется настоль-
ко мало, что говорить об их вкладе в релаксацию механических напря-
жений не имеет смысла.
Учитывая особенности структуры Si-SiO2, рассмотренные выше
(см. подразд. 2.1.1), интересующие нас области можно охарактеризо-
вать концентрациями напряженных NKC, разорванных Noc и ненапря-
женных .Урс валентных связей.
Если принять, что разрыв одной напряженной связи сопровождается
релаксацией напряжений в А'рел валентных связях, то можно записать
Wpc (х, г) — АрелД^с(х, г),
где х - координата; t - время облучения. Согласно модели Гвина [104],
часть образовавшихся в результате ионизации дырок захватывается на
уровни напряженных связей, что приводит к разрыву последних. Ско-
рость изменения концентрации напряженных связей можно предста-
вить в виде
^ис
dt
dt
dNnc
dt
64
2 Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
где слагаемое 1 выражает уменьшение Nwc в результате разрыва на-
пряженных связей, а слагаемое 2 учитывает релаксацию напряжений в
части оставшихся валентных связей. Пользуясь результатами работы
[105], можно получить уравнение
d/V„,
=~(*рвл+ 1)*нс
яанс
* g_____,
ОорА'о(х)
(2.5а)
решением которого является выражение
J4ic (*• О ~ *мс (х> 0)е*Р (^рел + О
ОорКо(х)
(2.56)
В (2.5): g = Рд — скорость генерации электронно-дырочных пар; 6 -
эффективность ионизации; Р - мощность дозы; о£с и оор — сечения
Рис. 2.3. Схематичное изображение процесса образования псевдовакансии в SiO2:
а - модель Гвина [104]; б - зонная диаграмма; 1 - излучение; 2 - свободный
электрон; 3 - дырка; 4 - захват на уровень напряженной связи (НС); 5 - лову-
шечный центр
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
65
захвата дырки на уровень напряженной связи и на уровень ловушки
соответственно. Численные оценки показывают, что коэффициент ре-
лаксации напряженных связей Крея %60. Учитывая, что в системе
Si-SiOj тангенциальные напряжения сжатия много больше нормаль-
ных, получаем диаметр релаксации механических напряжений равным
V^'si-0 ** 8/Si- 0 [105]. Таким образом, в любом направлении
от разорванной напряженной связи снятие напряжений будет происхо-
дить в радиусе четырех длин валентных связей (4ZSi_0). Этот ре-
зультат согласуется с данными работы [106] по исследованию релак-
сации напряжений в металлах.
Неполная релаксация механических напряжений при облучении
структуры Si—SiO2 ионизирующим излучением свидетельствует о
расположении уровней напряженных валентных связей в глубине ва-
лентной зоны окисла. В этом случае ближние к потолку валентной
эоны SiO2 уровни захватывают дырки, образовавшиеся при облучении
и затем термализовавшиеся, а более глубокие уровни напряженных
связей остаются для дырок недосягаемыми. Поэтому при облучении
полная релаксация механических напряжений может не наблюдаться
(см. данные варианта I в табл. 2.1). После отжига образцов происхо-
дит перестройка структуры, которая сопровождается дальнейшей ре-
лаксацией механических напряжений (с 4,535 103 до 1,235 103 Н X
X см"2 в табл. 2.1). При повторном облучении структуры наблюдается
полная релаксация механических напряжений* (см. вариант II в
табл. 2.1). Это объясняется тем, что уменьшение механических на-
пряжений при перестройке структуры в результате отжига приводит
к ’’подъему” глубоких уровней напряженных связей на энергетиче-
ской диаграмме и они становятся доступными для захвата термически
возбужденных дырок.
Таким образом, эффект ионизации в структуре диэлектрик-полу-
проводник вызывает релаксацию механических напряжений, сопровож-
дающуюся образованием дефектов.
2.1.3
ОБРАЗОВАНИЕ ДЕФЕКТОВ И НАКОПЛЕНИЕ ЗАРЯДА
В ОБЪЕМЕ ДИЭЛЕКТРИКА (SiO2)
а. Особенности строения пленок диоксида кремния. Кри-
сталлический диоксид кремния (кварц) практически не встречается в
микроэлектронных структурах. Наиболее широкое распространение
* В ряде случаев полная релаксация механических напряжений наблюдается
сразу после отжига.
66 2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
получили пленки диоксида кремния, которые долгое время считались
аморфными. Однако подробные исследования показали, что пленки
SiO2, полученные термическим окислением кремния, по своей струк-
туре и электрофизическим параметрам отличаются от аморфных пле-
нок, полученных другими технологическими способами (реактивным
распылением, пиролитическим осаждением или плазменным анодиро-
ванием) [107]. В термическом диоксиде кремния, который в [108]
называют полиморфным, сохраняется ближний порядок, но его отли-
чает от кристаллического кварца отсутствие дальнего порядка. В квар-
це углы между валентными связями атома кислорода составляют 139.
в термической SiOj они изменяются от 120 до 180° с максимумом
при 147° [108].
Схема образования валентных связей и строение валентной эоны
SiO2 показаны на рис. 2.4 [109]. В валентной зоне подзоны Вх и Вг
получаются взаимодействием орбиталей Рх и Pz кислорода с орбиталью
SP3 атома кремния, а подзона Ву есть орбитали Ру кислорода. Разре-
шенные уровни, соответствующие подзоне Ву, не распространяются
на все твердое тело. В [НО] экспериментально установлено энергети-
ческое положение подзон Вх, Ву и Bz (уровни энергии показаны на
рис. 2.4, б).
Указанные выше механические напряжения приводят к образова-
нию в SiO3 напряженных валентных связей, благодаря "гибкости"
которых в некристаллической пленке удается поддерживать ближний
порядок без введения большой плотности дефектов. Однако атомы
кислорода и кремния в таких пленках находятся в локальном, а не
в абсолютном минимуме свободной энергии. Если состояние равно-
весия нарушится (например, при разрыве одной из валентных связей
в результате ионизации), то атом кислорода сместится в энергетиче-
ский минимум. Этот процесс сопровождается релаксацией механиче-
ских напряжений и образованием дефекта типа упомянутой выше псев-
Рис. 2.4. Образование валентных связей в SiOj (а) и расположение их энергети-
ческих уровней в валентной зоне (5)
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
67
довакансии, включающей атомы кремния и кислорода с оборванными
связями.
Термический диоксид кремния, который наиболее часто встречается
в качестве подзатворного диэлектрика в МОП-приборах, в современных
условиях получается с малыми концентрациями дефектов (менее
10*6 см'3). Однако в силу особенностей, о которых говорилось вы-
ше, при воздействии ионизирующих излучений концентрация дефектов
в SiO2 значительно возрастает.
б. Экспериментальное исследование дефектообразования в SiO2
Рассмотрим некоторые результаты экспериментальных исследований
дефектообразования. В обзоре [111] приводятся данные о работе, где
методом ЭПР фиксировался разрыв валентных связей между атомами
в структуре диэлектрик-полупроводник по появлению непарных
электронов, наблюдалось увеличение Е' -центров в структуре SiO2 -Si,
полученной термическим окислением кремния как во влажном, так
и в сухом кислороде, при воздействии ионизирующего излучения. Рас-
пределение образовавшихся центров по толщине SiO2 показывает воз-
растание плотности дефектов при приближении к границе раздела
SiO2-Si (рис. 2.5, а). Зависимость близка к (2.1), что указывает на
корреляцию между механическими напряжениями и концентрацией
образовавшихся дефектов. Е -центры наблюдались также и после
облучения электронами с энергией 0,5 МэВ. В [112] приведены резуль-
таты исследования процесса образования центров захвата дырок в
SiO2 при воздействии у-излучения. Полученная в этой работе зависи-
мость представлена на рис. 2.5, б. Нетрудно увидеть, что концентрации
Рис. 2.5. Распределение Е' центров по толщине пленки SiO2 (а) и доэовая зави-
симость ловушечных центров в ней (£)
68 2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
Е’ -центров на рис. 2.5, а и ловушек дырок на рис. 2.5, б соизмеримы.
Кроме того, отметим, что характер зависимости (2.56) указывает на
насыщение процесса разрыва напряженных связей, что на рис. 2.5, б вы-
ражается в насыщении соответствующей доэовой зависимости плот-
ности центров захвата.
При воздействии смешанного нейтронного и 7-облучения на струк-
туры с толщиной диэлектрика более 100 нм наблюдается влияние эф-
фекта смещения атомов в результате соударения с ними нейтронов.
Так, в (113] из сопоставления результатов облучения в реакторе рент-
геновским излучением и быстрыми электронами с энергией 1 МэВ был
обнаружен вклад дефектов, образуемых нейтронами. Обработка ре-
зультатов этой работы позволила определить коэффициент дефекто-
образования в SiO2: Ядеф = (2 — 4) • 10s нейтр."1 • см"1. В диапазоне
потоков нейтронов Фм = 101Э + 1015 нейтр./сма зависимость числа де-
фектов от Фн была линейной.
в. Модели процессов образования дефектов в SiO2. Процесс об-
разования дефектов в SiO2 типа ’’псевдовакансия” был впервые опи-
сан Гвином (104]. Впоследствии появились другие модели процессов
дефектообраэования в диоксиде кремния. Рассмотрим основные из
них.
В результате ионизации в диоксиде кремния образуются электрон-
но-дырочные пары. Электроны, избежавшие рекомбинации, покидают
диэлектрик, а дырки термализуются и попадают на уровни вблизи
потолка валентной зоны (подзоны Ву и Вх на рис. 2.4). В дальнейшем
тепловое возбуждение дырок (й* ) вызывает их захват на уровни на-
пряженных связей, что приводит к нарушению равновесия и перемеще-
нию атомов из локального в абсолютный минимум свободной энер-
гии (см. рис. 2.3). Таким образом, имеет место реакция
нс нс ре
= Si-----О — Si = + й* -* = Si* + *0 — Sis, (2.6)
из которой видно возникновение ’’трехвалентного кремния” и ’’немо-
стикового” кислорода, образующих псевдовакансию*.
При окислении кремния в атмосфере влажного кислорода или в па-
рах воды в SiO2 много соединений типа SiH и SiOH. В этом случае иони-
зирующее излучение стимулирует реакции [114]
= Si —ОН + й* -* = Si* + ’ОН (2.7а)
иЛи [115]
= Si - Н + й* * = Si* + Н, (2.76)
Индексы "нс” к ”рс’’ соответствуют обозначениям в п. 2.1.2, б.
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
69
в результате которых образуется все тот же ’'трехвалентный крем-
ний”. Эти процессы, очевидно, проходят одновременно с реакциями
(2.6), связанными с разрывом напряженных валентных связей Si-0
и образованием псевдовакансий.
Кремний, который используется для изготовления планарных струк-
тур, содержит большое количество водорода. При термическом окис-
лении водород диффундирует в SiO2, создавая в оксидной пленке вы-
сокие концентрации. Так, согласно [116], в пленке SiO], выращенной
в атмосфере сухого кислорода, концентрация NH * 1018 см-3, а при
окислении во влажном кислороде NH * 10* 1 2’ см"3. Надо иметь в виду,
что во втором случае значительная часть водорода находится в связан-
ном состоянии (SiOH и SiH).
При воздействии ионизирующего излучения нейтральные атомы во-
дорода ионизируются:
Н + й* -* Н* или Н + излучение -> Н* + е".
Протоны, подходя к атому с напряженной валентной связью, разрыва-
ют ее, так как сильнее притягивают к себе валентный электрон, чем,
например, ядро атома кремния (радиус внешней орбиты последнего
много больше, чем радиус первой орбиты водорода). При этом про-
исходит реакция
= Si— О— Si = +Н* -* = Si* + = Si-ОН. (2.8)
Образовавшиеся комплексы SiOH при воздействии ионизирующих
излучений могут распадаться, как было показано выше (см. формулу
(2.7а) ]. Таким образом, один протон вызывает образование несколь-
ких дефектов типа ’’трсхвалентный кремний”.
Из сказанного выше следует, что в SiO2 наиболее широко распро-
странен дефект типа ’’трехвалентныи кремний”. Непарный электрон
оборванной валентной связи позволяет обнаружить этот дефект мето-
иробень бакуума
Рис. 2.6. Уровни радиационных де-
фектов в диоксиде кремния (по
Sah [144]):
1 — междоузельный атом кислорода;
2 — междоузельный атом кремния;
3 - вакансия атома кремния; 4 -
"немостиковый кислород"; 5 - ва-
кансия атома кислорода; 6 - ”трех-
валентный кремний”
70
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
дом ЭПР (Е* -центр). Этот и другие собственные дефекты, а также при-
мерное местоположение их энергетических уровней показаны на
рис. 2.6, взятом из [114]. ”Трехвалентный кремний” является доноро-
подобным центром. Другой распространенный дефект — ”немостико-
вый кислород” — проявляется двояко: либо как акцептороподобный
центр, либо как амфотерный центр.
При облучении частицами высоких энергий в пленках SiO2 образуют-
ся обычные виды дефектов: вакансии и междоузельные атомы. Вакан-
сия кислорода и междоузельный кремний являются двойными доноро-
подобными центрами. Вакансия кремния и междоузельный кислород -
донороподобные или амфотерные центры. Возможно образование и бо-
лее сложных комплексов (дивакансий и др.). Из приведенного выше
краткого обзора дефектов SiO3 видно, что большинство из них — до-
нороподобные центры, которые могут находиться либо в нейтральном
состоянии, либо быть положительно заряженными. Считается, что за
положительный заряд в диоксиде кремния в основном ответственны
’’трехвалентный кремний” и междоузельный кислород. Однако если
первый из указанных дефектов образуется при облучении, то второй —
при термическом окислении кремния, т. е. уже в процессе изготовления
структуры диэлектрик-полупроводник. Это объясняется тем, что кис-
лород диффундирует при окислении через пленку SiO2. После прекра-
щения процесса окисления часть кислорода остается в окисле, так что
с увеличением концентрации междоузельного кислорода увеличивается
положительный заряд в SiO2.
г. Накопление фиксированного заряда в SiO2. При воздействии из-
лучений на диэлектрик в нем образуются электронно-дырочные па-
ры. Часть носителей заряда рекомбинирует друг с другом, а остальные
электроны и дырки перемещаются по диэлектрической пленке.
В диоксиде кремния подвижность дырок во много раз меньше,
чем Дол электронов*. Вследствие этого электроны быстро покидают
оксид, а дырки, избежавшие рекомбинации, захватываются на ловушеч-
ные центры в диэлектрике. Таким образом, в объеме диэлектрика на-
капливается положительный заряд.
Очевидно, что величина этого заряда и скорость его накопления за-
висят от доли образовавшихся электронно-дырочных пар, избежавших
рекомбинации. В [117] было определено число нерекомбинировавших
пар в зависимости от энергии квантов электромагнитных видов излу-
чения (ультрафиолетовые лучи, мягкое и жесткое рентгеновское иэлу-
* Согласно [119], подвижность электронов Дол = 20 см5/(В • с), а подвижность
дырок изменяется от Ю"6 до 1(Г10 см5/(В • с) в диапазоне температур от 400
до 250 К. Этот факт объясняется спецификой строения валентной дозы диоксида
кремния.
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования 71
чение, 7-излучение - области /, II и III на рис. 2.7, а соответствен-
но) . Оказалось, что в области Екв * 1 кэВ число пар, избежавших ре-
комбинации, уменьшается примерно в 3 раза относительно их числа
при у-облучении (рис. 2.7, а). Это явление объясняется авторами рабо-
ты тем, что при Екв 1 кэВ образуются пространственно-неразделенные
пары электронов и дырок, которые интенсивно рекомбинируют друг
с другом. Количество нерекомбинировавших пар зависит также от на-
пряженности электрического поля в оксиде и вида излучения (рис. 2.7,6)
[118).
При воздействии быстрых нейтронов ионизация SiO2 производится
выбитыми ими атомами кремния и кислорода. В [27] Вигтелес, исполь-
зуя модель дефектообраэования Линхарда, получил, что на один нейт-
рон приходится следующая величина поглощенной энергии:
_ ArSi°Si (£><)si + Noao(En)0
El = ----------------------------,
?ох
где 7Vsi и Nq — концентрации атомов кремния и кислорода в SiO2 ;
°si и °о ~ сечения взаимодействия нейтронов с атомами кремния и
кислорода; (Е„)s. и (Еи)о — части переданных атомам кремния и
кислорода энергий, затраченных на ионизацию; рох — плотность диок-
сида кремния. Численный расчет показал, что 1 Гр поглощенной дозы
соответствует потоку быстрых нейтронов 2 • 1012 нейтр./см2. Соотно-
Рис. 2.7. Зависимость доли электронно-дырочных пар (F), избежавших рекомби-
нации, от энергии квантов электромагнитного излучения (а) и от напряженности
электрического поля (б) при облучении быстрыми электронами с энергией 12 МэВ
(2) и 5 кэВ (2), протонами с энергией 700 кэВ (3) и а-частмцами с энергией 2 МэВ
(^); О - эксперимент;--------теория;--------- экстраполяция
72 2 Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
шения между потоками электронов разных энергий и поглощенной
дозой в SiO2 представлены в табл. 1.2 (см. гл. 1).
При облучении структуры SiO2-Si, с одной стороны, образуются
новые дефекты, обладающие зарядом, а с другой - заряжаются имев-
шиеся до облучения ловушечные центры. Исследование процесса накоп-
ления заряда в структуре SiO2 -Si с помощью сканирующего ртутного
зонда показало (120] значительную неоднородность распределения за-
ряда в исходной (до облучения) пленке SiO2 (рис. 2.8, кривая 0). При
облучении в первую очередь заряд накапливается в областях с мини-
мальным начальным зарядом. Вследствие этого области с большой
плотностью заряда как бы погружаются в общий заряд, образующий-
ся при воздействии ионизирующего излучения (рис. 2.8, кривые 2-5).
Таким образом, в результате облучения структуры диэлектрик-полу-
проводник ’’рельеф” плотности объемного фиксированного заряда вы-
равнивается за счет накопления заряда в областях с меньшей плот-
ностью заряда. Этот эффект уменьшает флуктуацию поверхностного
потенциала с ростом дозы облучения.
Распределение накопленного в SiO2 объемного фиксированного
заряда в структуре диэлектрик-полупроводник исследовалось в ра-
Рис. 2.8. Распределение плотности заряда в SiO^ по диаметру термически окис-
ленной пластины кремния до облучения (0) и после облучения потоками быст-
рых электронов, см'1:
3•101Э (/). 6 • 1013 (2) и 9 • 101Э (5)
Рис. 2.9. Распределение плотности заряда по толщине термического SiO2, облу-
ченного 7-излучением дозой 2,3 • 10* Гр
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
73
боте [74] методом стравливания. Результаты работы, представленные
на рис. 2.9, показывают, что заряд накапливается вблизи границы
объема диэлектрика с переходной областью. При продвижении в глубь
диэлектрика от переходной области плотность накопленного заряда
спадает по закону, близкому к экспоненциальному, что согласуется с
работой [121].
2.14
ПОВЕРХНОСТНЫЕ СОСТОЯНИЯ
И МЕХАНИЗМЫ ИХ ОБРАЗОВАНИЯ
а. Особенности переходной области. Как уже отмечалось
выше (см. подраэд. 2.1.1), в переходной области SiO?-Si меняется
химический состав материала, а также достигают максимальных зна-
чений и меняют свой знак механические напряжения.
Исследования методом оже-спектроскопии выявили довольно рез-
кие переходы от SiO2 к Si — химический состав изменяется в преде-
лах 2 нм [122]. Однако эксперименты по стравливанию и другие ме-
тоды показали, что ширина переходной области с учетом дефектных
слоев может достигать 20 нм [76].
Дефектные области возникают не только из-за несоответствия чис-
ла атомов кислорода, приходящегося на один атом кремния, валентно-
сти последнего, но и вследствие несоответствия строения (простран-
ственного расположения атомов и расстояния между ними) материалов
SiO2 и Si. По этой же причине, как уже отмечалось выше, возникают
напряженные валентные связи между атомами, т. е. валентные связи,
осуществляемые на расстоянии, большем шага решетки в кристалле,
и (или) под углом, отличным от оптимального. Сказанное иллюстриру-
ется рис. 2.10, где соприкосновение двух разных материалов приводит
к возникновению напряженных связей (НС) и дефектов в 'виде обор-
ванных связей (ОС) в переходном слое. Наличие напряженных связей
является отличительной чертой переходного слоя и поверхности полу-
проводника, покрытой пленкой диэлектрика. Кроме того, при высоко-
температурных способах получения пленок SiOj значительный вклад
дает разность коэффициентов линейного расширения материалов, о
чем уже говорилось выше.
Дефекты в переходном слое в подавляющем большинстве являются
электроактивными центрами. Из рис. 2.1, г видно, что быстрые ПС
фактически расположены в приповерхностной области полупровод-
ника, а медленные - в приграничной области диоксида кремния.
Отличительная особенность ПС — непрерывность их энергетического
спектра. Этот факт объясняется тем, что один и тот же дефект (напри-
мер, вакансия кремния) при нахождении в переходной области на
разных расстояниях от поверхности полупроводника имеет различное
74
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
окружение и, следовательно, различные энергетические уровни. На-
пример, уровень дефекта ’’вакансия кремния + атом кислорода” по
мерс продвижения в глубь диоксида кремния изменяет свое положе-
ние относительно середины запрещенной зоны от 0,2 до 1,7 эВ.
б. Результаты экспериментальных исследований. При воздействии
ионизирующего излучения на структуру в переходной области наблю-
дается интенсивное образование дефектов поверхностных состояний.
При облучении некоторых структур плотность ПС возрастает на два
порядка и более. При этом вклад эффекта смещения атомов не наблю-
дается. На рис. 2.11 представлены две зависимости плотности ПС от
дозы у-излучения. Первая зависимость была получена при облучении в
реакторе, а вторая - от источника 60Со. Совпадение зависимостей ука-
зывает на то, что причиной образования ПС является ионизация, а вклад
эффекта смещения атомов в результате соударения с ними частиц высо-
ких энергий мал. Величина плотности ПС определяется поглощенной до-
зой излучения и слабо зависит от мощности дозы. Из зависимости плот-
ности ПС от поглощенной дозы излучения, показанной на рис. 2.11,
нетрудно увидеть, что насыщение процесса образования ПС происходит
при дозах, превышающих 105 Гр, при этом плотность ПС зависит от
ориентации окисленной поверхности кремния. В случае ориентации
< 100 > плотность состояний наименьшая, а при <111 ) — наибольшая.
Ориентация <110) дает промежуточное значение. С другой стороны,
плотность ПС при насыщении процесса их образования зависит от спо-
соба и температуры выращивания пленки SiO2 на поверхности крем-
ния. В [123] была получена зависимость плотности ПС, образовавшейся
при облучении быстрыми электронами (Еуп = 4 МэВ), от температуры
нанесения SiO2 (рис. 2.12). По температуре, при которой выращивал-
ся диоксид кремния, и значению коэффициента линейного расшире-
ния SiO2 и Si рассчитывали механические напряжения. Оказалось, что
насыщенная плотность ПС (Ajf)Hac связана с Ямакс соотношением
(Дм) нас ~ ^мл^макс, (2.9)
где Гм и = 1,53 • 10е Н-1 В’1.
Рис. 2.10. Схема образования напряжен-
ных (ЯС) и оборванных (ОС) валент-
ных связей между атомами на границе
раздела (2) двух вешеста (7 и 2)
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования 75
В [116] отмечается, что процесс образования ПС проходит в два
этапа. Особенно ясно этот эффект наблюдается при импульсном облу-
чении или облучении при низкой температуре (Т = 80 К). В первом
случае плотность ПС увеличивалась после окончания действия импуль-
са излучения [116], а во втором - при нагревании структур после 7-об-
лучения от источника б0Со [124] или в низкотемпературном канале
реактора [125]. На первом этапе образуются дырки и ноны водорода
(протоны) в результате воздействия ионизирующего излучения, а на
втором - дрейф (или диффузия) их к границе раздела и участие в
физико-химических реакциях (2.6)-(2.8). При этом в случае отрица-
тельного потенциала на поверхности SiO2 (например, при наличии на
поверхности SiO2 металлического электрода) ионы водорода в образо-
вании ПС не принимают участия [116]. В этом случае увеличение плот-
ности ПС происходит либо за счет захвата горячих дырок, образовав-
шихся в приповерхностной области полупроводника, либо вследствие
диффузии дырок, образовавшихся вблизи переходной области от ди-
электрика к полупроводнику.
Процесс образования ПС при низкотемпературном облучении
структуры алюминий—диоксид кремния-кремний в реакторе показан
на рис. 2.13 [125]. Облучение при низкой температуре 80 К не приво-
дит к росту плотности ПС, в то время как у образцов в контрольной
Рис. 2.12.
Рис. 2.11. Доэовые зависимости плотности ПС при ^облучении от источника 60Со
(7) и в реакторе (2)
Рис. 2.12. Зависимость плотности ПС, образовавшихся при облучении быстрыми
электронами, и величины механических напряжений от температуры получения
пленки SiO2 на пластине кремния
76 2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
партии, облучавшейся при нормальной температуре 300 К, наблюдалось
интенсивное образование ПС. При нагревании образцов после низко-
температурного облучения до 300 К наблюдалось увеличение плотности
ПС до величины, полученной при облучении контрольной партии. Этот
эффект можно объяснить ’’замораживанием” дырок на уровнях Ву
в валентной эоне SiO2 (см. рис. 2.4) и неподвижностью протонов, обра-
зовавшихся в результате ионизации. После прекращения облучения и
последующего нагревания дырки и ионы движутся к поверхности и
вступают в реакции, описанные выше. В результате этих реакций уве-
личивается плотность ПС. Что касается импульсного облучения, то в
работе [126] две стадии образования ПС не наблюдались. По-видимому,
более медленная ’’протонная” компонента подвижных положительных
зарядов в этом случае не проявлялась, а образовавшиеся дырки реком-
бинировали или захватывались на ловушки в объеме диэлектрика, не
достигая переходной области.
Интересен вопрос о пространственном и энергетическом распределе-
нии образующихся в переходной области дефектов. Для его исследова-
ния авторы использовали метод измерения ВФХ МОП-структуры в ши-
роком диапазоне частот [127]. Результаты эксперимента представлены
на рис. 2.14, из которого видно, что ПС наиболее интенсивно образуются
в дефектных слоях переходной области, где Ямвкс достигает макси-
Рис. 2.13. Образование ПС в случае об-
лучения в канале реактора при 300 К
CD и при 80 К (2) и последующем на-
греве после облучения до 300 К (3)
Рис. 2.14. Распределение ПС по глубине переходного слоя на границе раздела S1-
SK)j до (0) 7-облучения и после дозами 102 (2), 103 (2) и 10* Гр (3)
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования 77
мальных величин (см. рис. 2.1). Минимум плотности ПС в упорядочен-
ном Si-O-слое сохраняется и после облучения. По-видимому, именно
в этом месте механические напряжения становятся равными нулю,
меняя свой знак при переходе от SiO2 к Si (см. рис. 2.1, б).
Изменение спектра быстрых ПС исследовали с помошыо измерения
высокочастотных ВФХ МОП-структур. Спектр ПС в верхней части за-
прещенной зоны исследовали на подложке л-типа, а в нижней части -
p-типа. Полученное энергетическое распределение ПС до 7-облучения и
после приведено на рис. 2.15. Как в верхней части запрещенной зоны,
так и в нижней ее части ясно видны два пика, растущие с увеличением
дозы облучения. Сопоставляя их со спектром радиационных дефектов
в кремнии*, взятом из (1], можно предположить, что в материале л-ти-
па пик соответствует уровню ассоциации вакансии Si с атомом Р, а в
материале р-типа - уровню ассоциации вакансии атома кремния с ато-
мом бора. Отметим, что в [128] также из сопоставления энергетиче-
ского распределения быстрых ПС со спектром радиационных дефек-
тов в кремнии было обнаружено соответствие основных энергетиче-
ских уровней дефектов с пиками спектра ПС.
В (1*12] установлена корреляция между плотностью быстрых ПС
и концентрацией ловушечных центров в объеме SiO2:
М«=КкорМм (2-Ю)
где Ккор * 3,75 • 10"* см • эВ-1.
Все это указывает на одинаковую причину образования дефектов -
наличие напряженных валентных связей между атомами и их разрыв
в результате ионизации.
в. Модели процессов образования ПС. С точки зрения процесса об-
разования ПС электромагнитные излучения можно разбить на низко-
энергетические (fKB^ 150 эВ) и высокоэнергетические (Екв^1500эВ)
(см. области 1 и III на рис. 2.7).
В случае низкоэнергетических излучений при образовании электрон-
но-дырочных пар кванты взаимодействуют непосредствешю с валент-
ными электронами атомов. Взаимодействие с электронами в напря-
женных валентных связях приводит к нарушению равновесия между
атомами и образованию псевдовакансии [рис. 2.16, вариант а)]. Этот
процесс можно описать следующим уравнением:
dNss
* Сопоставление правомерно, так как быстрые ПС, как отмечалось в
подразд. 2.1.1, расположены в слое, где фактически установилась постоянная
концентрация атомов кремния.
78
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
где Nt* ~ средняя плотность поверхностных состояний; I — интенсив-
ность электромагнитного излучения; Кяс — коэффициент пропорцио-
нальности; NKC — концентрация напряженных связей.
Учитывая, что концентрация напряженных связей уменьшается при
образовании ПС:
^нс = Л^нс.о ~ (2*11)
получаем решение уравнения в виде
Д, - -7^ (1 (2.12)
где 7Уис0, tyto - начальные значения концентрации напряженных свя-
Рис. 2.15. Спектр быстрых ПС по (0)
7-облучения и после дозами 10 (/),
5 • 103 (2) и 104 Гр (3) в структурах
на кремнии л-типа (в) и p-типа (б)
Есп
Рис. 2.16. Схема процессов образования ПС при облучении низкоэнергетическими
(а) и высокоэнергетическими (б) видами ионизирующего излучения:
1 - образование электронно-дырочной пары; 2 - термализация дырки; 3 - захват
дырки на уровень напряженной связи и разрыв ее; 4 - уровень оборванной связи
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
79
зей и плотности поверхностных состояний; а — коэффициент, характе-
ризующий скорость образования поверхностных состояний; KSi -
коэффициент.
Вычитая Ntt0 из обеих частей соотношения (2.12), получаем выра-
жение
44, - (44,(213)
в котором ~ “ Мао — максимальное изменение плот-
Kts
ности ПС.
При воздействии квантов высокоэнергетических электромагнитных
излучений или частиц высоких энергий наблюдается их взаимодействие
с электронами на более глубоких (К или L) оболочках атомов. В этом
случае под действием ионизирующих излучений в объеме полупроводни-
ка и диэлектрика генерируются энергичные (горячие) дырки и элект-
роны. Захват дырки на локальный уровень напряженной связи, означаю-
щий уход электрона, приведет к разрыву электронной связи. В резуль-
тате образуется псевдовакансия, которая дает разрешенный уровень
в запрещенной зоне. Этот процесс схематично показан на рис. 2.16, ва-
риант б. С поверхностными локальными уровнями могут взаимодей-
ствовать как дырки, образованные в диэлектрике, так и генерирован-
ные в полупроводнике на расстоянии от границы раздела с диэлект-
риком*:
где Dp — коэффициент диффузии энергичной дырки; тЕ - время релак-
сации энергии дырки, определяемое в основном скоростью передачи
энергии фононам. При таком подходе скорость образования поверхност-
ных состояний пропорциональна скорости захвата дырок на уровни на-
пряженных связей:
-~=«жеА^с. (214>
dt
где ря — концентрация дырок, образовавшихся в результате ионизации
в диэлектрике и полупроводнике**. Учитывая также, что NKC уменьша-
ется при образовании поверхностных состояний [см. формулу (2.11)],
* Описанный выше в данном подразделе эксперимент по облучению при низ-
кой (80 К) температуре с последующим нагревом показывает, что основной вклад
в образование ПС дают дырки, образовавшиеся в диэлектрике.
** В полупроводнике имеется в виду концентрация ’’горячих" дырок, которые
достигают границы раздела диэлектрик-полупроводник.
80
2 Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
решение уравнения (2.14) можно записать в виде [21]:
1-ехр[-01Рг- -Мхо)]
-^„oexpr-ajPr- а,(У„ - Л?„о)], (2.15)
где Pt = D - поглощенная доза излучения; aj и — некоторые коэф-
фициенты. Если ввести величину плотности ПС при насыщении (A4x)Ht
и вычесть из обеих частей (2.15) начальную плотность ПС Ntg 0, то закон
изменения плотности ПС можно представить в виде
ДЯх =(ДМг)и.с{1 -exp[-(a1D— a, Atf„)]} , (2.16)
где (ДЛ^|)явс = (ЛГхх)иас ” ^4хо- _
Оценочные расчеты показали [21], что величиной в (2.16)
можно пренебречь. Таким образом, получаем выражение
ДЛГ„ ~ (Aty^Jl-exp^D)], (2.17)
аналогичное (2.13). Отметим, что в [129] такая же зависимость
ДУХ, (£>) получена для медленных ПС, образующихся в дефектном
слое переходной области, прилегающем к SiO2. Плотность этих ПС опре-
деляли по гистерезису ВФХ МОП-структуры.
в. Влияние различных факторов на образование ПС. В случае влаж-
ных оксидов (или обработанных в атмосфере водорода) при воздей-
ствии ионизирующей радиации протекают физико-химические реакции,
о которых говорилось выше. Образовавшиеся ионы Н* дрейфуют из
объема SiOj к поверхности раздела и вносят вклад в образование ПС.
В этом случае плотность ПС при насыщении зависит от напряженности
электрического поля и полярности приложенного напряжения. При по-
ложительном напряжении [116]*:
bNss(D) = ЛГ>2/3ехр(5Е,/2),
где А и В — некоторые коэффициенты, а для отрицательной полярно-
сти на поверхности диэлектрика (У„) = const, т. е. не зависит от дозы
D и напряженности электрического поля Е. Накопленная доза, по-види-
мому, определяет общее число протонов, образовавшихся при иониза-
ции атомов водорода, а поле Е - их количество, дошедшее до переход-
ной области.
Из выражений (2.13), (2.16) и (2.17) видно, что предельная (до-
стигшая насыщения) величина плотности поверхностных состояний
• В [116] экспоненциальная зависимость вида (2.17) аппроксимирована сте-
пенной зависимостью (D2'3).
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
81
Таблица 2.2. Плотность поверхностных состояний
до облучения и после [21]
Материал диэлектрика на кремний t0*° см"2 • эВ-1 <^п)кас< см”2 • эВ-1
Диоксид кремния 1,8 3,0- 1012
Нитрид кремния 3,2 1,5 - 10*3
Окись алюминия 2» 1,4- 1011
(М»)иас не зависит от ее начальной величины и для структур, изго-
товленных по одной технологии, является величиной постоянной. Она
определяется материалом диэлектрика (табл. 2.2), материалом полу-
проводника и ориентацией его поверхности. Наименьшая плотность
ПС в структуре Si-SiO2 образуется, как уже отмечалось выше, при
ориентации поверхности кремния < 100 >.
2.1^5
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В ПРИПОВЕРХНОСТНОЙ
ОБЛАСТИ ПОЛУПРОВОДНИКА
а. Особенности процесса дефектообразования в приповерх-
ностной области полупроводника. Многочисленные эксперименты пока-
зывают, что в приповерхностной области полупроводника преобладают
’’электронные" механизмы дефектообразования. Из изложенного в
подразд. 2.1.1 ясно, что эта область кремния, покрытого термическим
диоксидом кремния, сильно деформирована напряжениями растяжения.
Поэтому в ней большое количество напряженных валентных связей
между атомами. Расчет энергетической диаграммы атома в напряженной
и ненапряженной структуре показывает, что возникшие напряжения Н
снижают барьер для атома кремния и тем самым облегчается процесс
перехода его в междоузлие. Более того, в таких структурах возможно
возникновение ’’неустойчивости Френкеля” [130]. Действительно, из-
менение положения минимума свободной энергии атома в деформиро-
ванной структуре можно проиллюстрировать на примере трехатом-
ной конфигурации (рис. 2.17). При возникновении механических напря-
жений растяжения энергетическая диаграмма видоизменяется. Атом
кремния оказывается не в минимуме, а в максимуме свободной энер-
гии, т. е. в положении неустойчивого равновесия. Если состояние равно-
весия нарушится (например, при разрыве одной из валентных связей
в результате ионизации), то атом сместится в энергетический минимум
и произойдет образование псевдовакансии.
82 2. Радиационные эффекты а структуре диэлектрик-полупроводник
б. Механизмы образования дефектов. Частицы высоких энергий в
результате соударения с атомами кремния образуют точечные дефек-
ты. Вакансии и выбитые атомы перемещаются по объему твердого тела.
На их движение оказывают сильное влияние поля механических на-
пряжений и электрические поля (так как вакансии и междоуэельные
атомы обычно имеют электрический заряд). Стабильными дефектами
являются ассоциации вакансии с другой вакансией (дивакансия) или
с атомом примеси (Л-, F-цснтр и др.), а также ассоциации междоуэель-
ного (атома Si) с атомами примеси (например, кислорода).
Электронные механизмы дефектообразования часто называют "под-
пороговыми”, так как они наблюдаются при облучении низкоэнергети-
ческими видами излучений (ультрафиолетовое, длинноволновое, рентге-
новское, низко энергетические электроны), при воздействии которых
атомы не выбиваются из узлов решетки в результате соударений.
Характерной особенностью рассмотренных ”подпороговых” меха-
низмов образования дефектов является взаимодействие излучений с
Рис. 2.17. Возникновение "неустойчивости Френкеля" в трехатомной конфигура-
ции [энергетическая диаграмма в отсутствие механических напряжений (0), в сла-
бо напряженной (7) и сильно напряженной (2) структурах]
Рис. 2.18. Стадии образования псевдовакансии при "кулоновском взрыве":
а - образование дефектоспособной конфигурации (ионизация К- или L-оболочки
и оже-каскад) : 1 — излучение; 2 — свободный электрон; б — распад дефектоспо-
ообной конфигурации (кулоновское отталкивание); в - стабилизация дефектной
структуры
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования 83
электронными оболочками атомов, которое приводит обычно к раз*
рыву части валентных связей. В результате такого взаимодействия об-
разуется дефект типа микротрещина или псевдовакансия [102]. Рас-
смотрим два наиболее часто встречающихся случая ’’электронного”
дефектообразования: "кулоновский взрыв" и разрыв напряженных ва-
лентных связей между атомами.
Взаимодействие электромагнитных видов излучений с электронами
глубоких К- или L -оболочек атомов может вызвать оже-каскад. Оже-
электроны, покинув атомы, оставляют одно- или даже двукратно за-
ряженные ионы, кулоновские силы отталкивания которых приводят
к образованию специфического дефекта - псевдовакансии. Этот меха-
низм дефектообразования, названный кулоновским взрывом [131],
показан на рис. 2.18. Нетрудно увидеть, что дефект образовался при
сохранении атомами части валентных связей, т. е. без образования
междоузельного атома. Отметим, что при кулоновском взрыве воз-
можно также образование пары Френкеля (вакансии и междоузель-
ного атома). Причем образование дефекта значительно облегчается,
если одним из атомов, участвующих в кулоновском взрыве, явля-
ется заряженный атом примеси [132].
в. Изменение поверхностной подвижности. Образование поверхност-
ных состояний вблизи поверхности полупроводника приводит к появ-
лению дополнительных центров рассеяния носителей заряда. Вследствие
этого поверхностная подвижность уменьшается. Кроме того, по-
верхностная подвижность зависит от флуктуаций поверхностного
потенциала [133]:
г* в ’
expSt ♦ ехр(-5,)
где дп — подвижность в объеме полупроводника; Ss — средняя квад-
ратическая флуктуация поверхностного потенциала. Величина St про-
порциональна заряду центров, находящихся вблизи границы раздела
диэлектрик—полупроводник, и зависит от величины заряда в объеме
диэлектрика. С увеличением числа заряженных дефектов в диэлектри-
ке распределение заряда становится более равномерным (см. под-
разд. 2.1.1), что приводит к уменьшению St и, следовательно, к неко-
торому увеличению поверхностной подвижности, которое наблюда-
лось для дырок в [134] и показано на рис. 2.19.
Отметим, что до потоков электронов 10*5 см-3, соответствующих
поглощенной дозе 3 10s Гр, поверхностная подвижность уменьшается
всего лишь на 20% (для электронов) и 40% (для дырок). Только при
потоках электронов, превышающих Ф>п = 10*s см"3, наблюдается де-
градация поверхностной подвижности. Но в этой области, как правило,
полевые приборы с МОП-структурой уже не работают.
84
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
д. Изменение скорости поверхностной рекомбинации. Генерационно-
рекомбинационные процессы на границе приповерхностной области
полупроводника с переходным слоем характеризуются скоростью по-
верхностной рекомбинации s, которая целиком и полностью (с точки
зрения радиационных эффектов) определяется плотностью ПС [26]:
s = 0,5^ ut notpvTnkTN„, (2.18)
где о,Л и agp — сечения захвата электронов и дырок соответственно;
vT - тепловая скорость; к — постоянная Больцмана; Т — температура,
К. Подставляя в (2.18) выражение (2.17), можно получить зависимость
s от дозы излучений в виде
« (D) ♦ (А>)... (1 - е~®°), (2.19)
где s0 — начальная скорость поверхностной рекомбинации; (As)MSC —
ее изменение до момента насыщения плотности ПС.
е. Изменение времени жизни носителей заряда в полупроводнике
при воздействии на него частиц высоких энергий или квантов электро-
магнитных видов радиации описывается хорошо известным выраже-
нием [1]
в котором т (0) — начальное (до облучения) время жизни; Кг — деграда-
ционный коэффициент; Ф - флюенс.
В планарных полупроводниковых приборах, активные области кото-
рых находятся в приповерхностной области полупроводника, подпоро-
говые механизмы образования дефектов значительно повышают чув-
ствительность т к воздействию излучений.
Рис. 2.19. Изменение поверхностной
подвижности дырок (р) и электро-
нов (и) при облучении быстрыми
электронами
2.1. Поверхностные дефекты, механизмы образования
85
В [135] исследовали изменение генерационного времени жизни Tg
в области пространственного заряда (ОПЗ) вблизи поверхности полу-
проводника и скорости поверхностной рекомбинации s. Образцы МОП-
структур, полученные термическим окислением кремния n-типа в су-
хом и влажном кислороде, облучали у-кв антами от источника 60Со и
ультрафиолетовым излучением (Екв * 5 эВ). Результаты экспери-
мента для ”влажного” оксида представлены на рис. 2.20*. На этом же
рисунке приведены дозовые зависимости для контрольных ’’объемных”
образцов** (кривая 5). Как можно увидеть из приведенных зависимо-
стей, изменение скорости поверхностной рекомбинации и обратной ве-
личины генерационного времени жизни при облучении у-квантами прак-
тически одинаково. В то же время в объеме кремния время жизни из-
меняется мало. При ультрафиолетовом облучении наблюдается силь-
ное изменение лишь скорости поверхностной рекомбинации, что объяс-
няется авторами [135] возбуждением только узкого приповерхностно-
го слоя полупроводника.
Результаты этого эксперимента свидетельствуют о большой роли
механических напряжений в образовании дефектов в приповерхност-
* Для ’’сухого” оксида вид зависимостей аналогичен приведенным на рис. 2.20.
* * ’’Объемные” образцы имели такие же удельное сопротивление и концентра-
цию растворенного в кремнии кислорода, что и окисленные. Они подвергались
также термообработкам, соответствующим условиям выращивания термиче-
ских 5Ю2 [135].
Рис. 2.20. Изменение скорости поверхностной рекомбинации (2), времени жизни
в приповерхностной области (2) и в объеме (J) полупроводника при у-обл учении
(а) и ультрафиолетовом облучении (б)
86 2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
ной области полупроводника и, следовательно, в появлении генера-
ционно-рекомбинационных центров в ней. На это, в частности, ука-
зывают результаты облучения МОП-структур с пиролитическим окси-
дом [135]. В этом случае наблюдалось значительно меньшее измене-
ние Tg, что объясняется более низкой температурой нанесения SiO2
(т. е. меньшими механическими напряжениями). Значительное изме-
нение айв этих образцах, по-видимому, вызвано плохим качеством
границы SiOj-Si.
Возвращаясь к известной формуле (2.20), отметим, что в случае
большой роли поверхностных радиационных эффектов она справед-
лива только в области малых доз (менее 103 Гр)*. В [135] приводят-
ся следующие значения Х_, определенные при дозе D= 3 • 102 Гр:
для ’’сухих” оксидов кт = 150 Гр"1 • с-1;
для ’’влажных” оксидов Кт = 75 Гр"1 • с"1.
2.2
НАКОПЛЕНИЕ ЗАРЯДА В СТРУКТУРЕ
МЕТ АЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК-ПОЛУ ПРО ВОДНИК
2Д.1
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В ОБЛУЧАЕМОЙ
МОП-СГРУКТУРЕ
а. Ток через диэлектрик. При воздействии ионизирующего
излучения на МДП-структуру через пленку диэлектрика протекает ток.
Общий вид вольт-амперной характеристики облучаемой МДП-структу-
ры показан на рис. 2.21, а, взятом из [26]. Видно, что ВАХ имеет три
характерных участка: область быстрого нарастания тока (/ ), область
насыщения (//) и область лавинного размножения носителей заряда
(Я/). Возрастание тока на I участке объясняется уменьшением числа
электронно-дырочных пар, которые рекомбинируют в диэлектрике.
Это вызвано тем, что скорость дрейфа электронов увеличивается с
ростом приложенного к МДП-структуре напряжения и доля носителей
заряда, избежавших рекомбинации, возрастает. На рис. 2.7, б, взятом
из [118], приведена зависимость числа электронов, избежавших реком-
бинации, от напряженности электрического поля в диэлектрике. Не-
трудно заметить, что при 7-облучении и облучении электронами относи-
тельное число электронов достигает единицы при напряженности элект-
• Флюенс Ф в этом случае заменяется поглощенной дозой D (см. табл. 1.2).
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
87
рического поля Е » 106 В/см. В этом случае рекомбинация в диэлект-
рике практически отсутствует и все образовавшиеся в нем электроны
уходят в металл или полупроводник (участок II на рис. 2.21, а).
В [136] проведено уточнение механизма токопрохождения на
II участке ВАХ при низкой интенсивности у-излучения. Результаты этой
работы, представленные на рис. 2.21, б, показывают, что в рабочем диа-
пазоне напряжений (до 10 В) на II участке имеет место эмиссия Шотт-
ки. Это свидетельствует о значительном вкладе ’’горячих’’ электронов
в ток через диэлектрик облучаемой МДП-структуры. Расчеты показа-
ли, что эквивалентная температура горячих электронов составляет
Т* * 860 К, что достаточно близко к данным [137], где указывается
Т* = 1000 К. При увеличении температуры образцов МДП-структур
ток через облучаемую структуру возрастает (см. рис. 2.21, б), но учас-
ток рекомбинации (/) и механизм эмиссии Шоттки в начале II участ-
ка сохраняются.
Таким образом, при интенсивности ионизирующего излучения ме-
нее 1 Гр/с ток через диэлектрик облучаемой МДП-структуры обуслов-
лен, главным образом, носителями заряда, инжектируемыми из метал-
ле. 2.21. Общий вид ВАХ МДП-структуры при облучении ионизирующим излуче-
нием (а) и ее вид в рабочем диапазоне напряжений при различных интенсивно-
стях и температурах (б):
1 - Т = 25 °C; Р =3,0 • 10”3 Гр/мин; 2 - Т =25 °C; Р =64 -10"3 Гр/мин; 3-7 =
=50 °C; Р =64 • КГ3 Гр/мин; 4 - 7 = 100 °C; Р = 64 • 1(Г3 Гр/мин
88 2 Радиационные аффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
ла или полупроводника (в зависимости от полярности приложенного
при облучении напряжения).
При повышении интенсивности ионизирующего излучения возраста-
ет роль объемного тока, обусловленного образующимися в результате
ионизации диэлектрика электронами и дырками. В [138] показано, что
при интенсивности рентгеновского излучения Р > 103 Гр/с плотности
инжекционного и объемного токов становятся соизмеримыми (пример-
но 1(Г7 А/см2). Соотношение их плотностей при фиксированной мощно-
сти дозы ионизирующего излучения зависит от толщины пленки диэлект-
рика (SiOj).
Если измерять ток через диэлектрик во время облучения с интенсив-
ностью Р > 1 Гр/с при фиксированном напряжении, то можно обнару-
жить уменьшение его с увеличением дозы [26]. Типичная цозовая зави-
симость тока при постоянном напряжении приведена на рис. 2.22. Умень-
шение тока через диэлектрик объясняется захватом дырок, избежав-
ших рекомбинации, на ловушки в оксиде и изменением электрического
-поля в нем. Интегрирование заштрихованной на рис. 2.22 области даст
величину накопленного в диэлектрике заряда.
б. Накопление объемного заряда в диоксиде кремния. Облучение
МДП-структур с пленкой диоксида кремния в качестве диэлектрика
(МОП-структур) приводит к накоплению в объеме оксида положитель-
ного заряда. Увеличение положительного заряда проявляется, в частно-
сти, в сдвиге вольт-фарадной характеристики (ВФХ) МОП-структуры
вдоль оси напряжений на затворе При этом эффективная плотность
заряда равна;
(?эф = Со ДМ),
где Со — удельная емкость диэлектрика; Д£70 - сдвиг ВФХ. С увеличе-
нием дозы обычно наблюдается насыщение накопленного заряда и,
следовательно, сдвига ВФХ.
Плотность накопленного заряда в диэлектрике МОП-структуры за-
висит от величины и полярности приложенного напряжения. Причем
ja, мА/см2
0-4-ЯГ2Кл/см2-2,5-70,2эл.аарядов/см2
-2 0 2 4 6 8 10 f,MUH
Рис. 2.22. Уменьшение тока через МОП-
структуру при накоплении в оксиде
положительного заряда во время облу-
чения с фиксированным напряжением
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
89
в структурах с диоксидом кремния положительный заряд накаплива-
ется при обеих полярностях напряжения.
В МОП-структуре при положительном напряжении на затворе накап-
ливаемый заряд располагается вблизи границы раздела SiOj -Si, а при
отрицательном напряжении — около границы раздела диэлектрик—ме-
талл. В первом случае, как показали эксперименты по стравливанию,
плотность накопленного заряда имеет максимум на некотором расстоя-
нии Хо, а затем спадает в глубь диэлектрика по экспоненциальному
закону [21, 121]. Общий вид распределения заряда в этом случае ана-
логичен показанному на рис. 2.9. Во втором случае при облучении МОП-
структуры с отрицательным напряжением на затворе картина распреде-
ления заряда в SiOj у границы раздела с металлом более сложная, чем
в первом (рис. 2.23). Дело в том, что при нанесении металлического
электрода и операции его "вжигания” часть атомов металла проникает
в глубь SiOj и легирует его. Атомы Al, Au, Сг и других металлов соз-
дают в диоксиде кремния ловушки электронов. Поэтому как экспери-
менты по стравливанию*, так и с использованием фотоэмиссии [139]
показывают наличие двух областей, заряженных положительно и отри-
цательно. Положительно заряженная область располагается в узком
слое толщиной около 5 нм и характеризуется высокой (1О20 см-3)
концентрацией ловушечных центров. Отрицательно заряженная об-
* В этих экспериментах использовалась методика, описанная в [76 ].
Рис. 2.23. Распределение заряда ( ----) и ловушечных примесных центров
(-------) в МОП-структурах с алюминиевым (а) и золотым (б) электродами:
а - метод стравливания [76]; б - метод фотоинжекции [139]
90 2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
ласть простирается в глубь SiOj на расстояние 10 нм и более. Причем
концентрация заряженных центров спадает по мере продвижения в
глубь диэлектрика по закону, близкому к экспоненциальному. В слу-
чае отсутствия металлического электрода или незначительного про-
никновения его атомов в глубь SiOj у границы диоксид кремния -
металл образуется только положительный заряд.
Типичный вид зависимости сдвига ВФХ от напряжения при облуче-
нии заданной дозой ионизирующего излучения показан на рис. 2.24.
Нетрудно увидеть, что в случае положительных напряжений сдвиг ВФХ
больше, чем при отрицательных. Это объясняется различным местопо-
ложением центроида заряда. Действительно,
п - ~ Хо л
Сэф ~ д и Со.
где Qo — истинная плотность заряда с центроидом на расстоянии Xq
от границы раздела диэлектрика толщиной da с полупроводником.
Рис. 2.25. Зависимость относительной
величины сдвига характеристик МОП-
пр иборов от мощности дозы ионизирую-
щего излучения:
д - данные [26]; о - данные [140]
Рис. 2.24. Зависимость сдвига ВФХ МОП-структуры при дозе 10Э Гр от прило-
женного напряжения во время облучения с различной мощностью доз 0,78 и
0,01 Гр/с
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
91
При положительном напряжении Xq * 0 и * Со, а при отрицатель-
ном Xq as da и <?Эф < Со-
В 60-х годах проводились исследования радиационных эффектов
при высоких мощностях доз ионизирующих излучений (1 Гр/с и бо-
лее) . Не было обнаружено никакой зависимости ДС70 от интенсивности
излучения [26]. Однако в 70-х годах, когда исследование процессов
накопления заряда распространилось в область мощности доз, состав-
ляющих Р * 0,01 Гр/с и менее, было обнаружено уменьшение сдвига
характеристик при снижении значения мощности дозы при фиксиро-
ванной величине поглощенной дозы. Этот эффект, названный "эффек-
том низкой интенсивности", иллюстрируется рис. 2.25 и 2.26. Приве-
денные на рис. 2.24 зависимости показывают, что как в случае поло-
жительных, так и отрицательных напряжений на затворе сдвиг ВФХ
при 0,01 Гр/с меньше, чем при 0,78 Гр/с. Из зависимости на рис. 2.25,
построенной по данным [26, 140], можно определить границу появле-
ния эффекта низкой интенсивности (0,1 Гр/с).
Эффект низкой интенсивности наблюдается вследствие исчезнове-
ния либо ловушечных центров, либо заряда в них. Эксперимент, ре-
зультаты которого приведены на рис. 2.26, показывает, что часть лову-
шечных центров при облучении с низкой интенсивностью не заряжается,
так как увеличение интенсивности ионизирующего излучения "доза-
ряжает” диэлектрик (сдвиги ВФХ исследовавшейся и контрольной
партий МОП-структур при Р =0,78 Гр/с практически совпадают). Та-
ким образом, при низкой мощности дозы накапливается меньший по-
ложительный заряд вследствие того, что некоторые ловушечные цент-
ры остаются нейтральными. Эффект объясняется надбарьерной эмис-
сией горячих электронов из полупроводника или металла при их иони-
зации [125].
Рис. 2.26. Доэовые зависимости сдвига
ВФХ МОП-структуры при Т-облучении
с мощностью дозы 0,01 Гр/с (У) и
0,78 Гр/с исследовавшихся (2) и конт-
рольных (5) образцов
92 2 Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
Накапливаемый заряд и, следовательно, сдвиг характеристик в зна-
чительной степени зависят от температуры, при которой проводится
облучение образцов МОП-структур (рис. 2.27). При низкой темпе-
ратуре ДС/0 резко возрастает, а при повышенных температурах плав-
но уменьшается. Большая плотность заряда в SiO2 при низких тем-
пературах объясняется зарядкой мелких локальных уровней под-
зоны Ву валентной эоны диоксида кремния. Отсутствие термовозбуж-
дения делает этот заряд дырок неподвижным. При повышенных тем-
пературах увеличивается эмиссия электронов из полупроводника или
металла (см. рис. 2.21), что снижает величину накопленного положи-
тельного заряда в SiO2.
Накопление заряда в SiO2 при воздействии различных видов излу-
чений на МОП-структуры показано на рис. 2.28, а. Сопоставление до-
зовых зависимостей Д£/0(Л) показывает, что при облучении быстры-
ми нейтронами реакторного излучения плотность заряда при насыще-
нии возрастает. Это объясняется увеличением плотности ловушечных
центров в SiOj при воздействии потока нейтронов [113]. Аналогич-
ный эффект наблюдался при облучении МОП-приборов реакторным
излучением в [141]. Однако на возрастание сдвига характеристик при
насыщении в этой работе внимание не обращалось.
в. Накопление заряда в других диэлектриках. В окиси алюминия
(А12Оэ) имеются как центры захвата дырок, так и электронов.
Эксперимент по легированию SiO2 атомами А1 при термическом
окислении кремния показывает, что зависимость Д1/0(С^) при фикси-
рованной дозе излучения приближается с увеличением концентрации
Рис. 2.27. Температурная зшисимость сдвига характеристик МОП-приборов при
облучении с нулевым напряжением на затворе (а) и при разных напряжениях на
затворе в случае различной температуры (б)
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
93
А1 к зависимости, полученной для Ala Оз [142], Этот эксперимент
дает основания предположить, что дефекты, являющиеся ловушками
электронов, связаны с атомами алюминия. Зависимость ДС/0(С£) [или
2эф(^4)] может менять знак при изменении полярности приложен-
ного напряжения (кривая на рис. 2.29 из [143]), что указывает на
большую роль ловушек электронов. Отметим также более слабую,
чем у SiO2, зависимость от приложенного при облучении напряжения.
Температурная зависимость накапливаемого при облучении заряда в
структурах с А120з более слабая, чем с SiOi [93]. Это объясняется
отсутствием мелких уровней в А12О3 типа/^ подзоны в SiOi, а также
сохранением компенсации положительного заряда захваченных дырок
отрицательным зарядом сидящих на ловушках электронов в широком
диапазоне температур.
Облучение различными видами излучений (рентгеновским и у-кван-
тами, быстрыми электронами и быстрыми нейтронами) не выявило
значительных различий [113, 144], как это наблюдалось при облучении
нейтронами МОП-структур (рис. 2.28, в).
В оксинитриде кремния (SigOyNz), получаемом легированием ди-
оксида кремния атомами азота или выращиванием оксида в азотсодер-
жащей среде, также имеются как ловушки дырок, так и электронов.
(Последние, по-видимому, связаны с атомами азота.) Типичная зави-
симость ДС70(С^), приведенная на рис. 2.29, показывает, что небольшой
заряд накапливается только при одной полярности напряжения на за-
творе при облучении структуры.
В двухслойных диэлектриках (SiO2-Si3N4 и SiO2-AliO3) значи-
Рис. 2.28. Накопление заряда в разных диэлектриках МДП-структуры:
а - SiOj; б ~ SiO^—Si3N4j в - А12О3; 1 - облучение в реакторе; 2 - быст-
рые электроны; 3 - рентгеновское излучение
94 2. Радиационные эффект в структуре диэлектрик-полупроводник
тельную роль играет граница раздела между слоями, которая характе-
ризуется высокой плотностью ловушечных центров*.
В МДП-структурах с двухслойными диэлектриками сдвиг ВФХ за-
висит в значительной степени от соотношения толщины SiO2 и других
диэлектриков. Это объясняется тем, что наибольший эффект дает по-
ложительный заряд, накапливаемый на диоксиде кремния, поскольку
он расположен наиболее близко к поверхности полупроводника.
Уменьшение накапливаемого в SiO2 заряда можно получить, умень-
шив толщину пленки оксида. При этом в случае SiOj-AljOs при не-
которой толщине SiO2 начинает преобладать отрицательный заряд,
накопленный в А12О3 [146].
В случае использования SijN< в качестве второго слоя оптимум тол-
щины достигается в диапазоне dox *7—10 нм** [93]. Отметим также
значительно меньшую зависимость радиационного дрейфа ДС/0 ВФХ
МНОП-структуры с оптимальным соотношением толщин от температуры
[93].
Изменение сдвига характеристик от величины и полярности прило-
женного напряжения при облучении МДП-структур с двухслойными
диэлектриками имеет сложный характер (например, SiO2-Si3N4 на
рис. 2.29). Однако сдвиг в рабочем диапазоне напряжений (± 5 В) неве-
лик, что делает эти структуры перспективными для использования в
20 Н* aHKUe SiOj-Sij^ концентрация ловушечных центров составляет
10 см [145], что используется для записи и хранения информации в МНОП-
элементах памяти
** При меньшей толщине SiO2 начинается туннелирование носителей заряда
из полупроводника.
Рис. 2.29. Зависимость сдвига характе-
ристик МДП-приборов от напряжения на
затворе при облучении в дозе 104 Гр
2.2. Накопление заряда в структуре МДП 95
МДП-приборах, работающих в условиях воздействия ионизирующих
излучений в широком температурном диапазоне.
В заключение отметим, что эффект низкой интенсивности в струк-
турах с другими диэлектриками (не SiOj) в литературе практически
не рассмотрен.
г. Уменьшение накопленного заряда после облучения. После прекра-
щения облучения сдвиг ВФХ МОП-структур частично уменьшается, что
свидетельствует о релаксации части объемного фиксированного заря-
да в диэлектрике. Причем экспериментально установлено, что чем боль-
ше интенсивность действовавшего ионизирующего излучения и выше
значения температур и приложенного напряжения после облучения,
тем быстрее процесс релаксации накопленного заряда в объеме диэлект-
рика. На рис. 2.30 представлены зависимости сдвига ВФХ МОП-струк-
Рис. 2.30.
Рис. 2.30. Изменение сдвига пороговых напряжений МОП-траязкстора (fl) и МНОП-
транэистора (б) после 7-облучения:
1 - без подачи напряжения на затвор; 2-е напряжением Ug =+10 В; - соб-
ственное (теоретическое) пороговое напряжение -МНОП-транзистора
Рис. 2.31. Схема релаксахии заряда, накопленного при облучении в МОП-структу-
ре сразу (я) через некоторое время t (б) после облучения
96
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
тур (взятые из [140]) и МНОП-структур (с толщиной 100 нм S13N4
и 100 нм SiO2 - результат эксперимента, проведенного автором).
Кривые на рис. 2.30, б свидетельствуют о сильном влиянии электриче-
ского режима после облучения на скорость процесса релаксации на-
копленного при облучении заряда. Процесс уменьшения сдвига ВФХ
МДП-структур после облучения достаточно точно описывается лога-
рифмической зависимостью [140]
ДЦ(0 = Л18Г~С , (2.21)
Do
где Л и С - некоторые постоянные коэффициенты; t — время после
облучения дозой Dq .
Для качественного объяснения наблюдаемого эффекта рассмотрим
основные пути релаксации заряда, показанные на рис. 2.31. Термиче-
ское возбуждение электрона из валентной зоны SiO2 (2) возможно
при высокой температуре и не зависит от приложенного напряжения.
Туннелирование электронов с быстрых ПС (2) не зависит от темпе-
ратуры. Туннелирование свободных электронов определяется прило-
женным напряжением* (3) и температурой (4). В случае туннелирова-
ния электронов (2-4 на рис. 2.31) согласно выражению (2.2), чем
больше время после облучения, тем более далекие от полупроводника
центры перезаряжаются, т. е. можем записать
Д(ДС/0) ~ Д0О (2.22)
где ¥тун - глубина туннелирования. Выражение для Хтун можно полу-
чить, логарифмируя (2.2) и подставляя t = rss:
где t — время после облучения, равное времени перезарядки ПС т„;
То = (2vxasnnsYx при л, > рх.
Подставляя (2.23) в (2.22), получаем выражение
Д(ДЦ>) ~ДСо----------— In
2АГввр '°
которое аналогично (2.21). Более быстрый процесс после облучения
МОП-структуры ионизирующими излучениями с высокой мощностью
дозы объясняется заполнением ловушечных центров, расположенных
в дефектном слое переходной области. При меньшей мощности дозы
• С увеличением положительного напряжения увеличивается поверхностная
концентрация электронов.
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
97
ловушки в этом слое успевают перезаряжаться во время облучения.
Поэтому в последнем случае обмен зарядом после облучения в припо-
верхностной области полупроводника происходит на больших расстоя-
ниях Хтун и процесс релаксации идет более медленно.
2.2.2
ФИЗИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ НАКОПЛЕНИЯ ЗАРЯДА
В ДИЭЛЕКТРИКЕ МДП-СТРУКТУРЫ
а. Качественная модель. При воздействии ионизирующего
излучения на МДП-структуру в ней образуются электронно-дырочные
пары. Как правило, при облучении в диэлектрике присутствует электри-
ческое поле, обусловленное внешним приложенным напряжением Ug
и разностью работ выхода металла и полупроводника »РМП- Под дей-
ствием этого поля электроны, избежавшие рекомбинации, покидают
диэлектрик, а дырки термализуются, заполняя мелкие уровни BY под-
зоны (рис. 2.32). Затем дырки, избежавшие рекомбинации, медленно
дрейфуют в сторону отрицательного потенциала. При положительном
напряжении на затворе - к границе раздела диэлектрик-полупровод-
ник, а при отрицательном - к границе диэлектрик-металл.
Если дырка будет захвачена на ловушку вблизи границы диэлектри-
ка, то будет находиться на ней продолжительное время, так как электро-
ны, образовавшиеся в результате ионизации диэлектрика, уносятся по-
лем в сторону другой границы. В случае захвата дырки в середине ди-
Рис. 2.32. Зонные диаграммы МОП-
структуры в начале облучения при по-
ложительном напряжении на затворе
(а) и при насыщении заряда (б). Стрел-
ками показано перемещение электро-
нов (•) и дырок (о), образовавшихся
в результате ионизации
98
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
электрика имеется большая вероятность того, что произойдет рекомби-
нация с дрейфующим электроном.
Таким образом, объемный фиксированный заряд накапливается
вблизи границы диэлектрика, к которой приложен отрицательный по-
тенциал.
Накопление заряда изменяет распределение поля в диэлектрике:
между областью объемного фиксированного заряда и положительным
электродом (в качестве которого может быть пластина полупроводни-
ка или металлический затвор) оно уменьшается до некоторой величи-
ны, при которой процесс накопления заряда уравновешивается про-
цессом его исчезновения* вследствие ’’заброса” электронов из металла
или полупроводника в диэлектрик.
Если изменить приложенное напряжение, то состояние равновесия
нарушится. При увеличении внешнего напряжения продолжится про-
цесс накопления заряда, а при уменьшении напряжения на МДП-струк-
туре будет преобладать рекомбинация до установления нового состоя-
ния равновесия.
В случае низкой интенсивности ионизирующего излучения, когда
скорость рекомбинации с забрасываемыми в диэлектрик извне
электронами будет соизмерима со скоростью генерации электронно-
дырочных пар в диэлектрике, равновесное состояние будет устанавли-
ваться при меньшем заряде в объеме диэлектрика, что проявится в
меньшем сдвиге ВФХ МДП-структуры. Аналогичный эффект имеет
место и при повышении температуры при облучении. Увеличение тем-
пературы приводит к возрастанию числа ’’забрасываемых” электронов,
что, в свою очередь, также снижает накапливаемый заряд и, следова-
тельно, радиационный сдвиг ВФХ МДП-структуры.
б. Математическая модель накопления заряда в SiO2. Предполо-
жим. что распределение заряда в виде 6-функции (ширина заряжен-
ной области dx).
Процесс накопления заряда можно описать уравнением
diVor К, КГ* fttA\
----- = VpOpNot Р ~ vnOn^ot п, (224)
dt
где /Vq , и Not ~ плотности ловушечных центров в диэлектрике с захва-
ченными дырками и свободных соответственно; vp и vn — скорость
движения дырок и электронов: ор и оп - сечения захвата дырки на
свободную ловушку и электрона на уровень ловушки с захваченной
дыркой: рил- концентрации свободных дырок и электронов.
* В [121] считается, что напряженность электрического поля в объеме ди-
электрика уменьшается до нуля.
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
99
Поскольку общее число ловушечных центров равно No =Not + Not,
то уравнение (2.24) можно представить в виде
dN
—— + <УрОрР + VnwWt - vpoppN0 =0.
at
Решение этого уравнения:
У ()п 0 С V
Not (Г) = ----Е— ------- < 1 -ехр[—(VpOpp + vn(w0f] L (2.25)
VpOpP + W I J
Общий накопленный заряд захваченных дырок равен
Go (О = QNo\ (t) dx.
Этот заряд наводит потенциал на металлическом электроде и в припо-
верхностной области полупроводника. Падение напряжения между
областью объемного заряда и металлическим электродом
<?о(О - Хп
Ц>м(0 = ------— = -----------^qN^{t)dx, (2.26)
С О М еО
где da — толщина диэлектрика; Xq — местоположение заряда; еоед —
диэлектрическая проницаемость; СОм - удельная емкость конденса-
тора, одной из обкладок которого является область заряда (?о(О. а
другой - металлический электрод.
Чтобы получить заданную емкость МДП-структуры (например,
в режиме плоских зон), напряжение С/Ом необходимо скомпенсировать
напряжением на затворе. Следовательно, сдвиг ВФХ, вызванный за-
рядом Qo, равен
А^»=-Ц>м (2.27)
в. Сдвиг характеристик МОП-структур при положительном напря-
жении. Если облучение МОП-структуры производится при положитель-
ном напряжении на затворе, то заряд накапливается вблизи границы
раздела диэлектрик-полупроводник. Анализ экспериментальных
результатов, приведенный выше, показал, что распределение заряда
имеет колоколообразную форму и увеличение концентрации электро-
активных центров приводит к возрастанию сдвига характеристик даже
при облучении МДП-структур с нулевым напряжением на затворе. Все
это свидетельствует о том, что при насыщении процесса накопления
заряда ’’вершина колокола” заполняет полностью все имеющиеся ло-
вушечные центры, как это показано на рис. 2.33. При таком подходе
увеличение приложенного напряжения приводит к расширению заря-
женной области в диэлектрике, а увеличение концентрации электро-
активных центров — к ее сужению. В этом случае распределение заря-
100
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
да в диэлектрике удобно описать функцией вида
No ~Noif(x),
(2.28)
где NOi — концентрация ловушек дырок в области максимума рас-
пределения заряда; f(x) — функция, описывающая распределение за-
ряда в диэлектрике.
Как можно увидеть из зонных диаграмм на рис. 2.32, при насыщении
процесса накопления заряда практически все приложенное при облу-
чении напряжение Ug падает в области между объемным фиксирован-
ным зарядом и приповерхностной областью полупроводника. Сле-
довательно,
• Ц * *м„. (2»)
^Оп
где (Qq) Н8С - плотность заряда при насыщении; Соп - емкость между
областью фиксированного заряда, с одной стороны, и поверхностью
полупроводника, с другой; Ф - разность работ выхода металла и
полупроводника. С учетом распределения (2.28) выражение (2.29)
можно представить в виде
qN01 d Д
+ *Мп * f xf{x)dx, (2.30)
* мп еое* о
где <?* - диэлектрическая проницаемость переходной от полупровод-
ника к диэлектрику области; q — заряд электрона. Если распределе-
Рис. 2.33. Модель (в) и ее аппроксимация при различных уровнях концентрации
дефектов (б). Распределение заряда в диэлектрике МОП-структуры при облучении
в процессе накопления при D = 102 Гр (?), при D = Ю3 Гр (2) и при насыщении
заряда при D = 10 Гр в случае нулевого (J) и некоторого положительного (4)
напряжения при облучении
22. Накопление заряда в структуре МДП
101
ние заряда аппроксимировать функцией вида (рис. 2.33, 6)
0 при х < Хл\
/(X) =
ив +
в мп
“ (<*д + В01)ехр
(231)
(2.32)
U~ +
в мп
x-XQ
е в°> при х > XQ,
то, подставив (2.31) в (2.30), получим
oNn1 Во 1 Г
- - — (Ха + В01) -
L
dn- *> f
Boi /
В случае da > Хо и da > Во i выражение (2.32) принимает вид
廈:
Откуда можем оценить ширину’ области фиксированного заряда
Во 1
1 +
<7^0 1
(2.33а)
*о
4
2 ’
Пренебрегая шириной переходного слоя Хо, можем выразить В01 сле-
дующим образом:
Во 1
<7^о 1
(2.336)
Полученное соотношение отражает зависимость BOi от приложенного
напряжения Ug и концентрации ловушек дырок No >.
Для получения выражения, позволяющего рассчитать сдвиг ВФХ
МДП-структуры, представим соотношение (2.26) с учетом (2.28) в
виде
qJVo* (О
*о€д
Ц)м =
da
f (da-x)f(x)dx.
о
Используя (2.25) и (2.27), получаем
ла; - -
qNoiKp Г d“ х
-------- f f(x)dx- f xf(x)dx
eoen----L о о
102
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
vp°pP
VpOpP + VnOnn
где Кр =
Выразив (^oj) из (2.30),получим
Д{/+ = - (U. + ф )-^-КрГ— -1 X
ед L Q J
X — ехр[— (УрОрр +
В формуле (2.34):
da
/ x/(x)dx
о
/ f(x)dx
(2.34)
(2.35)
- местоположение центроида фиксированного заряда в диэлектрике.
Концентрация дырок р обусловлена ионизацией диэлектрика:
Р ~ ^дРТуф,
где 6Д — эффективность ионизации диэлектрика; Р — мощность дозы;
тЭф - эффективное время жизни. Поскольку электроны, образовавшие*
ся в диэлектрике, уносятся полем из области, где накапливается поло-
жительный заряд, то л в формуле (2.34) является концентрацией горя-
чих электронов, попадающих в рассматриваемом случае (Ug > 0) из
полупроводника. Скорость дрейфа дырок определяется известным
соотношением vp = Дор^ом> в котором Дор - подвижность дырок в
диэлектрике; £Ом - напряженность электрического поля в части ди-
электрика, где дырки дрейфуют. Величина £Ом изменяется во времени
«4 + A,n 4^o*r0) da
^ом(') =- е - —° f x/(x)dx.
«Д С0€Д®Д 0
Поэтому временная зависимость процесса накопления заряда имеет
сложный вид.
С учетом приведенного выше получаем выражение (234) в виде
A^0(Z) = Д^*а(ЛР -ехр[-(дорТЭфОр£ом(06д^ +
+ улоил)нУ (2-36)
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
103
где
е* ( d„ \
MJ* =—(Ux + >р ) -5- —- -1 ;
иас v в мп' . 1 у
СД \ Ag I
Кр — коэффициент, отражающий зависимость сдвига ВФХ при насыще-
нии процесса накопления заряда Со(О от мощности дозы Р.
С увеличением числа попадающих в диэлектрик электронов п (на-
пример, при повышении температуры при облучении МПД-структуры)
величина ДЦ>(0 уменьшается. Одновременно снижается и скорость
накопления заряда. Аналогичная картина наблюдается при снижении
мощности дозы Р воздействующего на МДП-структуру ионизирующего
излучения. Отметим также, что электроны (л) могут попадать в ди-
хпектрик посредством туннелирования при большой плотности накоп-
ленного заряда (см. варианты 5 и 4 на рис. 2.31). Этим объясняется
уменьшение Д[/0(Ц,) при больших значениях напряжения на затворе
во время облучения (см. рис. 2.27). Таким образом, электроны в ди-
электрик могут поступать как вследствие надбарьерной эмиссии Шотт-
ки, так и посредством туннелирования Фаулера-Нордгейма.
Аппроксимируя распределение захваченного заряда в диэлектрике
выражением (2.31) и подставляя его в (2.35), получаем
(Хо + Во 1) ~ (</д ♦ Во 1) ехр
'q
da-*o
Во I
<*Д- М
Boi I
В случае достаточно толстых диэлектриков d0 > Хо и €*
ем при Р > 0,1 Гр (Кр « 1) выраже1гие
1 — ехр
(2.37)
* ед получа-
д£7 - - V, * ом„) ( /° - А (1 -
\ АО ♦ »01 /
(2.38)
использовавшиеся в [21 и 125] для анализа ионизационных эффектов
в МДП-приборах. В (2.38) /3 = УрОрбдтэф и D = Pt. Однако в настоя-
щее время толщина подзатворного диэлектрика в МДП-приборах до-
стигает 40 нм и необходимо для расчетов подставлять (2.37) и (2.34).
г. Сдвиг характеристик МОП-структур при отрицательном напряже-
нии на затворе. Если облучение МДП-структуры производится при от-
рицательном напряжении на затворе, то заряд накапливается вблизи
затвора (рис. 2.34). Воспользовавшись (2.26) и (2.27), можно запи-
сать
*0«д
(2.39)
104
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
С учетом (2.25) и соотношения No =N02 (NOi - концентрация ловушек
дырок у границы диэлектрик-металл) получаем
Д^(О =-<?ЛГ02 ---—— Кр<1 - ыр[-(урОрр +
е«€а L
+ ”яояи)Г]У (2.40а)
При насыщении процесса накопления заряда (t -* °°) в случае боль-
шой мощности доз (Кр =1)
Д^.с = “^оз -d~ -Q-
еоеа
При насыщении заряда [121]
ДС/ ~ 2е Ue + ф .
Иве в МП
(2.406)
Следовательно, при облучении МДП-структуры с напряжением Ug <
Д^о’ (О = (Ug + 1 “ ехРН*рОрР + v«o„n)z] } (2.40в)
В реальной структуре (рис. 2.33) положительный заряд накаплива-
ется в узкой полосе (около 5 нм) у границы диэлектрик-металл. Кро-
ме того, образуется и отрицательный заряд из-за захвата электронов на
ловушечные центры, обусловленные проникновением примесных ато-
Рис. 2.34. Зонные диаграммы МОП-
структуры в начале облучения (в) и
при насыщении заряда (б) в случае
отрицательного напряжения на затворе
2 2 Накопление заряда в структуре МДП
105
мов в диэлектрик. Для анализа реальной структуры в [21] были ис-
пользованы следующие аппроксимации распределения заряженных ло-
вушек дырок
*ог(**) =
при X* < В02;
(2.41а)
0
при х*> Boj
и электронов
-*пР(х*) = ЛгПроехр(-х*/Впр), (2.416)
где Воа - ширина области положительного фиксированного заряда;
Л'про и Впр - концентрация отрицательно заряженных примесных цент-
ров на границе дизлектрик-металл и характеристическая ширина об-
ласти отрицательного заряда соответственно; х* =с?д - х - координата,
отсчитанная от границы дизлектрик-металл.
Потенциал на затворе, наведенный положительным зарядом в SiO2,
можно определить с учетом (2.41а) следующим образом:
(Ц)м)о = f x*dx* = —t (2.42)
о еоеД 2еоеа
а потенциал, наведенный отрицательным зарядом примесных центров,
с использованием (2.416) получается равным
zrr ч _ dra 4*npoexp(-x/Snp)x*dx*
(^Ом)пр J
о €0ед
= _ ^иров.пр [(е/д _ Впр)ехр(-с/д/Впр) + Впр]. (2.43а)
СоСд
Если > Впр, то
(^ом)пр *- -Q-np<>-^. (2.436)
е0€д
Сдвиг ВФХ от суммарного действия положительного и отрицатель-
ного зарядов
" I (Ц>м)0 + (^Ом)пр] = -(Ц>м)о X
X 1 +
(^Ом)пр
(^Ом)о
(2.44)
106
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
Подставляя в (2.44) выражения (2.42) и (2.43а), получаем
( 1 + 1 х
\ ®пр J
2
03
«лЬзв’,
ас/; = _ .ч л*
2боед
X ехр (—4д/ВПр) ]
или с учетом упрощения (2.436)
^02®02
1 _ 1 ^прО
2 Nq2
Д[Г ж -
2еое„
Считая, что отношение концентраций отрицательно заряженных А'пр.о и
положительно заряженных N02 Центров в диэлектрике сохраняется по-
стоянным в процессе накопления заряда при облучении МОП-структу-
ры, воспользуемся выражением (2.25) для описания зависимости из-
менения сдвига ВФХ от времени облучения
qN02 в’ Г
ДС/0-(О = —-----— V„p J 1 -exp[-(Wp +
2еоец
где
Впр
Воз
^Пр.О
*02
1
1
2
Впр
В»р
В02 j
X
2
накопления заряда (Г * °°) в слу-
Так как при насыщении процесса
чае высокой интенсивности излучения (Кр = 1) и отсутствия примес-
ных центров (Кпр = 1) сдвиг ВФХ при Ug < — ^мп определяется
(2.406), то в общем случае
Af£(O = (Ц + фмп)КрКлр< 1 -exp[-(vpopp +
(2.45)
(2.46)
При высокой интенсивности ионизирующих излучений из (2.45) полу*
чаем хорошо известное выражение
Д<^= (%♦ *Ип)К»»0-«-в£>).
В котором (3 = УрОр6дТэф; D = Pt.
2.2. Накопление заряда в структуре МДП
107
Таблица 2.3. Значения Кпр в зависимости от материала затвора
Материал затвора ^пр
Алюминий 0,8
Золото 0,7
Хром 0,2
Величина А^пр зависит от материала затвора и способа его нанесе-
ния. Для случая термического испарения металлов в вакууме в [21]
приводятся значения Кпр (табл. 2.3).
д. Сдвиг характеристик МДП-структур с двумя типами ловушеч-
ных центров в диэлектрике. Как уже отмечалось выше, в большинстве
диэлектриков, используемых в МДП-приборах, в соизмеримых коли-
чествах присутствуют ловушки дырок и электронов. В этом случае у
края диэлектрика с положительным потенциалом накапливается отри-
цательный заряд, а у противоположного края - положительный заряд
(рис. 2.35). Радиационный дрейф ВФХ таких МДП-структур был под-
робно проанализирован Стенли [147]. При насыщении процесса накоп-
ления заряда сдвиг характеристик равен
JVO1
~~ ♦ Л1] ♦ Л2
/*02
ДЦ..С =-ug —---------------------------------
^0 1
----- (h<i ~ ^1) ~Л2
Лот
(2.47)
где li и /2 — ширина области заряженных ловушечных центров у гра-
ницы с полупроводником и затвором соответственно;
11
g\ = f /1(х)Лг,
о
h х
f f fi(x)dxdx;
о о
da х
Л2= f f f3(x)dx;
da~h da-l3
fi(x) и f2(x) — функции, описывающие распределение объемного фик-
сированного заряда у границы диэлектрика с полупроводником и за-
твором соответственно.
Если воспользоваться аппроксимациями (2.31) и (2.41а), то, исполь-
108
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
туя (2.47), можно получить [21]:
Леи
— [4Д- (Хо *Boi)Boi] +0.5BJ,
/▼0 2
дц,ас ~-ug------------------------------------.
---(Xo + 5oi) - 0,5Во2
Уоз
В случае аппроксимации распределения заряда прямоугольными об-
ластями получаем [147]
Уо1
ДЦ..< - - Ч —-------—--------, (2.48)
Уо 1
где Xq j и Xq2 - местоположение центроидов зарядов у границ диэлект-
рика с полупроводником и затвором.
С помощью выражения (2.48) в [147] объясняется немонотонный
ход зависимости Д1/нас (Ug) для МНОП-структур (см. рис. 2.29). В слу-
чае тонкого слоя SiO2 заряд накапливается на границе раздела нитрид
кремния-диоксид кремния ((2oi ~<7^oi) и нитрид кремния-металл
Рис. 2.35. Зонные диаграммы МДП-
структуры с диэлектриком, имеющим
ловушки электронов и дырок, при
насыщении заряда в случае облуче-
ния с положительным (в) и отрица-
тельным (б) напряжением на затворе:
I - металл; П - диэлектрик;
Ш - переходная область; IV -
полупроводник
A'oi
Уоз
2.3. Изменение проводимости диэлектрической пленки 109
(Coz = <7Mn)- Так как заряды Qoi 11 Соз имеют разные знаки, то отно-
шение (No i/A^i) всегда отрицательно. Однако при -------—----- >
2da ~ xQ2
знак выражения (2.48) изменяется на противоположный.
Как и в МОП-структуре, так и в МНОП-структуре с изменением Ug
изменяется электрическое поле в диэлектрике и, следовательно, варьи-
руются концентрации ловушечных центров АГ01 и NQ2, участвующих в
накоплении положительного и отрицательного зарядов. При этом мес-
тоположение центроидов заряда Xq} и Xq2 остается неизменным вслед-
ствие высоких концентраций ловушечных центров (примерно 1О30 см"э)
на границе с оксидом [145] и металлом [125].
В заключение отметим, что анализ процесса накопления заряда в ди-
электрике с двумя типами ловушечных центров (ловушек электронов
и ловушек дырок), в котором учитывался не только дрейф, но и диф-
фузия носителей, был проведен в [148]. Предложенная в [148] физиче-
ская модель, к сожалению, не дает дозовой зависимости сдвига ВФХ
МДП-структуры в явном виде, но позволяет с достаточно высокой точ-
ностью проводить теоретические оценки с помощью ЭВМ. Поэтому в
данной работе ограничимся более наглядными выражениями модели
Стенли.
2.3
ИЗМЕНЕНИЕ ПРОВОДИМОСТИ
ДИЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ ПЛЕНКИ
2.3.1
ОСНОВНЫЕ МЕХАНИЗМЫ ТОКОПРОХОЖДЕНИЯ
ЧЕРЕЗ ПЛЕНКУ ДИЭЛЕКТРИКА
При толщине диэлектрической пленки da > 5 нм прямое
туннелирование электронов через диэлектрик можно исключить из рас-
смотрения [26]. Таким образом, в пленках диэлектрика, которые ши-
роко используются в МОП и других планарных приборах, представляет
интерес эмиссия Шоттки, механизмы Пула-Френкеля и Фаулера-Норд-
гейма.
В случае надбарьерной эмиссии Шоттки плотность тока через диэлект-
рик зависит от высоты потенциального барьера на границе диэлектрик—
по
2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
полупроводник.
тп
j = 120 ——
"л
Г2 ехр -1,15 • 10*
+ 1,38 • 10-3
(2.49)
тп
где ---- - отношение эффективной массы к массе электрона; Т —
тп
температура; ф — высота барьера, эВ; ЕОп — напряженность электри-
ческого поля вблизи барьера, В/см.
При воздействии ионизирующего излучения в объеме диэлектрика
накапливается положительный заряд, который изменяет напряженность
электрического поля вблизи контактов с полупроводником и металлов.
В случае положительного напряжения на затворе МОП-структуры
U.
^Оп ~ + Eq — — + Eq,
(2.50)
где Eq — напряженность электрического поля, обусловленная объем-
ным фиксированным зарядом,
(?о
Eq = -------(2.51)
Увеличение Qo при облучении приводит к снижению высоты потен-
циального барьера «рСар и согласно (2.49) возрастанию тока эмиссии.
В случае механизма Пула-Френкеля плотность тока определяется
следующим выражением:
-<PoD +
4£ д
2<^j,
(2.52)
/ = 4 Мол \/At д Nod Еа ехр
в котором Дол ~ подвижность электронов в диэлектрике; NCB и Nod -
концентрации разрешенных уровней в зоне проводимости и доноропо-
добных центров в запрещенной эоне диэлектрика соответственно;
•AjD ~ уровни донороподобных центров. При воздействии излучений в
диэлектрической пленке создаются дефекты. В результате эффекта сме-
шения атомов (например, при облучении нейтронами) образуются ва-
кансии и междоузельные атомы. Как было показано выше (см. под-
разд. 2.1.3), в диоксиде кремния донороподобными центрами, имеющи-
ми уровни в верхней части запрещенной эоны, являются (см. рис. 2.6)
2.3. Изменение проводимости диэлектрической пленки 111
междоузельные атомы кислорода и кремния, а также вакансии крем-
ния и кислорода. Таким образом, как выбивание атома кислорода,
так и атома кремния увеличивает Nod в (2.52) и, следовательно, ток
через пленку SiO2.
При воздействии ионизирующих излучений, которые создают в подав-
ляющем большинстве дефекты типа ’’псевдовакансия”, также увеличи-
вается концентрация донороподобных центров. В этом случае они обус-
ловлены дефектами типа ’’трехвалентный кремний" и ’’немостиковый
кислород”. В (149] отмечается, что после у-облучения МОП-структуры
в пленке диоксида кремния наблюдался механизм Пула-Френкеля.
Рассчитать изменение плотности тока в этом случае можно, подставив
данные зависимости Not (£>) (см., например, рис. 2.5, б) в (2.52).
Если при облучении в диэлектрической пленке образуются не только
донороподобные центры, но и ловушки электронов с концентрацией
МОл и уровнем <рОл, то проводимость ее после облучения изменяется
в раз меньше, где
К, = ------^2-----------. (2.53)
1 ЛГол«хР <
В (2.53) уровень ^Ол отсчитан от края зоны проводимости.
Очевидно, что при интенсивном образовании ловушек электронов
проводимость диэлектрика может уменьшаться.
При большой напряженности электрического поля на границе диэлект-
рической пленки толщина потенциального барьера между зонами про-
водимости полупроводника (или металла) и диэлектрика сужается на-
столько, что становится возможным туннелирование через него носите-
лей электронов. Это явление, названное механизмом Фаулера—Нордгей-
ма, приводит к увеличению количества электронов, поступающих в ди-
электрик*. Как правило, этот механизм токопрохождения встречается
при повышенных напряжениях на затворе МОП-приборов (за предела-
ми области рабочих напряжений). Несмотря на это, практическое зна-
чение механизма Фаулера-Нордгейма велико для МДП-приборов как
с точки зрения применения высокополевой инжекции электронов для
оценки качества гонких пленок подзатворного диэлектрика (см.
разд. 1.5), так и при прогнозировании напряжения их пробоя в слу-
чае накопления объемного заряда (см.п. 2.3.3).
* По нашему мнению, это явление ограничивает возрастание объемного фик-
сированного заряда в SiO2 в результате облучения МОП-структуры при боль-
ших напряжениях на затворе и объясняет вид зависимости Д£/о(^) ПРИ боль-
ших значениях Ug при облучении (см. рис. 2.27).
112 2. Радиационные эффекты в структуре диэлектрик-полупроводник
2.3.2
РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ
И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
В (144] приведены результаты исследования изменения
проводимости тонких диэлектрических пленок в МДП-структурах при
облучении в реакторе и т-квантами в0Со (рис. 2.36). Приведенные за-
висимости показывают, что наибольшее изменение проводимости наблю-
дается у пленок диоксида кремния и нитрида кремния, а наименьшее -
у оксида алюминия и двухслойной структуры SiO2-SisN4. На примере
этих зависимостей видна роль ловушек электронов, которые образу-
ются в All О3 и на границе раздела SiO2-Si3N4 при облучении. Срав-
нивая результаты облучения в реакторе и на установке с источником
7-квантов 60Со, можно оценить роль структурных дефектов, обуслов-
ленных выбиванием атомов из узлов. Большое увеличение проводимо-
сти диоксида кремния по сравнению с нитридом кремния при облуче-
нии в реакторе объясняется тем, что в SiO2 практически все дефекты
являются донороподобными центрами. В связи с этим после облучения
в реакторе практически всегда наблюдался механизм токопрохожде-
ния Пула-Френкеля. Из выражения (2.52) видно, что логарифм тока
через SiO2 в зависимости от\/£^ (или\Д^ ) в случае механизма Пуля-
Френкеля представляет собой линейную функцию, так как величиной
1gЕа можно пренебречь. Результаты эксперимента, представленные на
рис. 2.37, показывают, что нелинейная начальная зависимость 1 b/Ug )
при Ug > 0 становится линейной после облучения в реакторе (кривая 7).
При воздействии ионизирующих излучений основную роль в измене-
нии проводимости пленок SiO2 и Si3N4 играет накопление положи-
тельного заряда в объеме диэлектрика. Как уже отмечалось выше, при
увеличении Qo уменьшаются высота и толщина барьера на границе ди-
электрической пленки, что способствует эмиссии в нес электронов.
Поскольку ширина запрещенной зоны у Si3N4 меньше, чем у SiO2,TO
при накоплении положительного заряда проводимость пленки нитрида
кремния изменяется сильнее, чем пленки диоксида кремния.
Наличие ловушек электронов в пленках А12О3 и SiO2 + Si3N4 про-
является и при у-обпучении в значительно меньшем изменении проводи-
мости (см. пунктирные кривые 3 и 4 на рис. 2.36). Надо отметить, что
ловушки электронов образуются и при нанесении слоя P2OS на поверх-
ность пленки SiO2. Это приводит к уменьшению радиационного сдвига
ВФХ МОП-структуры [150]. При исследовании изменения проводимо-
сти SiO2 (<7Я =0,17 мкм), покрытой P2OS, было получено, что при об-
лучении 7-квантами в0Со и быстрыми электронами (£эл =4 МэВ) про-
водимость уменьшалась. Полученные при Ug > 0 зависимости представ-
лены на рис. 2.37, а. В случае отрицательных напряжений необходимо
2.3. Изменение проводимости диэлектрической пленки 113
учитывать вклад обедненной области полупроводника л-типа. Поэтому
зависимости, измеренные при 17 > 0 и при U < 0, отличаются друг от
друга. Однако и при отрицательных напряжениях ток через МОП-струк-
туру после облучения 7-квантами и быстрыми электронами уменьшал-
ся [151].
В случае облучения в реакторе, как можно увидеть из [151] и
рис. 2.37, проводимость SiO2 + Р2О5 возрастает при обеих полярностях
напряжения на МОП-структуре. Это объясняется значительным увели-
чением донороподобных центров в диоксиде кремния. Оценка коэф-
фициента цефектообраэования в SiO2 ио изменению тока через ди-
электрик совпала с результатами расчета по дополнительному сдвигу
ВФХ (см. рис. 2.28) и оказалась в пределах (2 — 4) • 105 нейтр./см.
Таким образом, воздействие излучений приводит к увеличению про-
водимости тонких однослойных диэлектрических пленок как вслед-
ствие накопления положительного объемного фиксированного заряда,
Рис. 2.36.
Рис. 237.
Рис. 2.36. Изменение проводимости диэлектрических пленок 5102 (2), Si3N4
Аб^°3 и S*®1 + (4) при облучении в реакторе (------) и 7-кван-
тами Со (-------------------------------------------------------)
Ла 2.37. Изменение токов через исходную МОП-структуру (0) при положитель-
ном (а) и отрицательном (б) напряжениях и в случае облучения в реактйре (1),
быстрыми электронами (2) и 7-квантами (5)
8 Зак.2033
114
2. Радиационные эффекты • структуре диэлектрик-полупроводник
так и из-за возникновения новых донороподобных центров в резуль-
тате процессов дефектообразования. Наличие или образование лову-
шек электронов значительно снижает изменение проводимости МДП-
структур.
2.3.3
ИЗМЕНЕНИЕ ПРОБИВНОГО НАПРЯЖЕНИЯ
Пробой подзатворного диэлектрика является одним из
основных видов отказа МОП-приборов. Анализ отказов МОП ИМС
за период с октября 1971 г. по октябрь 1972 г. показал [152], что из
381 отказа 33% приходится на пробой окисла. Вероятность пробоя под-
затворного диэлектрика МОП-структуры зависит от отношения рабо-
чего напряжения к напряжению пробоя: чем оно меньше, тем менее ве-
роятен пробой подзатворного диэлектрика. Ясно, что изменение про-
бивного напряжения вызовет изменение вероятности пробоя и, следо-
вательно, надежности МОП-приборов. Однако влияние ионизирующего
излучения на напряжение пробоя в литературе практически не осве-
щено.
В II53] проводилось исследование влияния у-излучения от источ-
ника JoCo на пробивное напряжение пленки диоксида кремния в МОП-
структуре. Напряжение пробоя измеряли неразрушающим способом
при уровне тока 10 пА. При таком токе не наблюдаются остаточные
явления, а напряжение на МОП-структуре при 10 пА и истинное напря-
жение, измеренное разрушающим способом, коррелируют друг с дру-
гом (Акор * 0,93) как в случае необлученных, так и в случае облу-
ченных структур.
Полученная в [153] дозовая зависимость представлена на рис. 2.38.
Немонотонный характер ее объясняется ’’сглаживанием” неоднород-
ности распределения заряда по площади (см. подразд. 2.1.3 и рис. 2.8).
Рис. 2.38. Лозовые зависимости изме-
нений пробивного напряжения подза-
творного диэлектрика напряжения МОП-
структуры </) и эффективного накоп-
ленного заряда в нем (2)
2.3. Изменение проводимости диэлектрической пленки
115
Поэтому при малых дозах облучения наблюдается некоторое улучше-
ние МОП-структуры, выражающееся в увеличении пробивного напря-
жения. При дальнейшем увеличении дозы накапливаемый положитель-
ный заряд увеличивает электрическое поле у границ диэлектрика
(2.50). Поэтому для пробоя нужно приложить меньшую величину на-
пряжения Ug (Ug > 0):
(Со \
^проб — | » (2-54)
сд е« /
где ^проО - предельная для диэлектрика напряженность электрического
поля*.
Исследование механизма токопрохождения в у-облученных МОП-
структурах показало, что в предпробойном режиме наблюдается меха-
низм Фаулера-Нордгейма. Таким образом, накопление положитель-
ного заряда в диоксиде кремния МОП-структуры создает дополнитель-
ное электрическое поле на границах диэлектрика, вызывая уменьшение
ширины потенциального барьера и тем самым снижение напряжения
пробоя.
В заключение отметим, что технологические методы, уменьшающие
накапливаемый заряд в пленке диэлектрика МОП-структуры без умень-
шения ее толщины, в большинстве случаев повышают напряжение про-
боя облученной структуры и, следовательно, надежность МОП-прибо-
ров в условиях воздействия излучений.
* При отрицательных Ug в (2.54) вместо надо поставить еа.
8*
3
Поверхностные
радиационные
эффекты
в биполярных
ИМС
Описаны поверхностные радиационные эффекты в биполяр-
ных микроэлектронных структурах. Детально проанализи-
рованы радиационные эффекты в структурах с субмикрон-
ными глубинами залегания переходов и с нэопланарной
изоляцией. Рассмотрена методика разделения поверхност-
ных и объемных рекомбинационных потерь
3.1
ОСОБЕННОСТИ РАДИАЦИОННЫХ СВОЙСТВ
СОВРЕМЕННЫХ БИПОЛЯРНЫХ
МИКРОЭЛЕКТРОННЫХ СТРУКТУР
Влияние поверхностных радиационных эффектов на свой-
ства биполярных транзисторов учитывалось еще в ранних работах 60-х
годов, посвященных рассмотрению радиационной физики полупровод-
никовых приборов [1]. Несмотря на то, что исследования проводились
на дискретных транзисторах и трактовка ряда общих вопросов физики
полупроводниковых приборов в то время носила чисто качественный
характер, основные закономерности, выявленные в первых работах и
обобщенные в [1], выдержали проверку временем и остались справед-
ливыми по сей день. К наиболее важным фундаментальным положе-
ниям относятся следующие.
1. В основе радиационных поверхностных эффектов лежат иониза-
ционные явления в пассивирующем слое, покрывающем полупроводни-
ковый прибор, или в газообразной среде, содержащейся в его корпу-
се. Поэтому деградация параметров транзисторов из-за изменения по-
верхностных свойств возникает как под действием ионизирующего
3.1. Современные биполярные микромементные структуры
117
излучения высокой энергии, так и излучения с небольшой энергией,
меньшей энергии дефектообразования в объеме полупроводника.
2. Воздействие электронов, протонов, нейтронов и у-квантов раз-
личных энергий с точки зрения накопления поверхностных радиацион-
ных дефектов аналогично, если в качестве характеристики уровня об-
лучения используется поглощенная доза.
3. Поверхностные процессы, вызывающие деградацию усилительных
свойств транзисторов, обладают четко выраженным насыщением.
4. Поверхностные и объемные радиационные эффекты в первом при-
ближении аддитивны, что позволяет проводить их разделение, исполь-
зуя насыщающийся характер изменения поверхностных процессов или
сравнивая результаты воздействия излучения с надпороговыми, и под-
пороговыми энергиями.
5. Степень деградации электрических параметров зависит от режи-
ма работы транзисторов во время облучения (от тока эмиттера и напря-
жения на коллекторном переходе) и температуры облучения.
6. Отжиг поверхностных радиационных эффектов происходит при
относительно небольших температурах (порядка 450—500 К) и воз-
действии освещения, особенно ультрафиолетового.
В более поздних работах [2, 3| продолжалось детальное исследова-
ние поверхностных радиационных эффектов и наряду с подтверждением
указанных выше закономерностей были сформулированы дополнитель-
ные положения, открывающие возможность перехода от качественного
анализа физических процессов на поверхности при облучении к коли-
чественным оценкам.
В [8] показано, что для планарных транзисторов, покрытых пасси-
вирующим оксидом SiOj, ионизация газа в корпусе при облучении
оказывает слабое воздействие на изменение электрических параметров,
Рис. 3.1. Уменьшение размеров дискрет-
ных транзисторов со временем:
1 - изобретение биполярного транзи-
стора; 2 — сплавление и выращивание;
3 - диффузия; 4 - эпитаксия; 5 -
планарный процесс; 6 - ионная имплан-
тация; 7 - ионное травление; 8 - элект-
ронно-лучевая литография; 9 - шири-
на полоски эмиттера; 10 — толщина
базы [73]
118
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
поэтому для интегральных схем, составляющих основу современной
элементной базы электронной техники, можно ограничиться лишь рас-
смотрением радиационных эффектов на границе раздела кремний-
диоксид кремния. В этом случае основные физические эффекты, при-
водящие к деградации электрических параметров планарных транзи-
сторов при изменении поверхностных свойств, состоят в следующем
[3]:
накопление дополнительных быстрых поверхностных состояний,
играющих роль рекомбинационных центров, и, как следствие, рост
скорости поверхностной рекомбинации s;
образование радиационно стимулированного заряда в оксиде и из-
менение заряда поверхностных состояний, приводящие к изменению
поверхностного потенциала .
Учет изменения s и с ростом поглощенной дозы позволяет вы-
числить изменение основных электрических параметров транзисто-
ров, связанных с поверхностными радиационными эффектами.
Анализ экспериментальных и теоретических данных последних лет
по влиянию излучения на характеристики биполярных транзисторов
позволяет выявить основную тенденцию в области физики радиационных
повреждений полупроводниковых приборов — усиление внимания к
поверхностным радиационным эффектам из-за увеличения их вклада
в деградацию параметров транзисторов. Это вызвано следующими
причинами. Повышение степени интеграции микросхем связано с
уменьшением линейных размеров активных и пассивных компонентов
как в горизонтальном направлении - в плоскости кристалла, так и вер-
тикальном, перпендикулярном поверхности кристалла. На рис. 3.1 по-
казано изменение ширины эмиттерной полоски и толщины базовой об-
ласти дискретных транзисторов по годам, начиная с 50-х годов, а
также отмечены основные этапы совершенствования технологии изго-
товления биполярных приборов [73]. Прогресс в уменьшении горизон-
тальных или топологических размеров связан с успехами фотолитогра-
фического процесса и применением новых видов литографии. Уменьше-
ние вертикальных размеров, т. е. снижение глубин залегания переходов,
обязано совершенствованию процесса ионной имплантации и использо-
ванию поликремниевых областей. Данные на рис. 3.1 относятся к дис-
кретным транзисторам. В интегральных транзисторах (рис. 3.2) мини-
мальные размеры примерно на порядок больше для предотвращения
закороток между эмиттером и коллектором и повышения процента
выхода годных схем.
Естественно, что уменьшение размеров приводит к изменению чув-
ствительности приборов к воздействию ионизирующего излучения.
Уменьшение топологических размеров биполярных транзисторов и,
как следствие, увеличение отношения периметра эмиттера к его пло-
щади приводят к росту доли составляющей периферийного тока, про-
3.1. Современные биполярныемикромментные структуры
119
порциональной периметру, в полном токе базы. Поэтому увеличение
поверхностных рекомбинационных потерь в пассивной области базы
по периметру эмиттера приводит к большей деградации характери-
стик биполярных транзисторов меньших размеров. Действительно,
составляющие тока базы, связанные с поверхностной и объемной реком-
бинацией электронов, равны
Ini а /ГПЭ> Inv ~ //4Э,
где Inj и jf — ток и плотность тока поверхностной рекомбинации на
единицу длины эмиттера; Inv и /у - ток и плотность тока рекомбина-
ции в объеме структуры (рис. 33); Пэ и А3 — периметр и площадь
эмиттера. Для квадратного эмиттера со стороной а
Ini _ it 4
Inv fv a
Рис. 3.2. Топология (в) и структура в сечении А -А (б) интегрального транзистора
с изоляцией р-л-переходом;
1 - изолирующая р -область; 2 - коллектор; 3 - эмиттер; 4 - база; 5 - скрытый
л+ -слой; 6 - пассивирующий оксид; 7 — подложка [155]
Рис. 3.3. Топология (в) и структура в сечении А -А (б) эмиттерной области тран-
зистора:
1 - эмиттер; 2 — база; 3 - пассивирующий оксид
120
3. Радиационные эффекты в бипо.гярных ИМС
Так как отношение удельных плотностей тока не зависит от топологи-
ческих размеров, то уменьшение а приводит к увеличению относитель-
ного вклада рекомбинации на поверхности.
Изготовление транзисторов меньших размеров с использованием
технологии изопланар-1, в которой для изоляции компонентов приме-
няется термически выращенный оксид, контактирующий лишь с базо-
вой и коллекторной областями (рис. 3.4, а), не приводит к принципи-
альным изменениям с точки зрения влияния радиационных поверхно-
стных эффектов. Как и в случае изоляции р-л-переходом на поверх-
ностных ловушках пассивирующего оксида или на стенке изолирующе-
го оксида (рис. 3.4, б, в и г), рекомбинируют электроны, инжектиро-
ванные боковой поверхностью эмиттера, а активные области базы уда-
лены от границ раздела. Отличие состоит лишь в возможности появ-
ления канальной утечки между скрытыми л* -слоями соседних тран-
зисторов (подробнее этот вопрос изложен в разд. 3.4).
Рис. 3.4. Топология (в), структура в сечениях Л-Л (б) и Б~Б (в) интегрального
транзистора с оксидной изоляцией, выполненного по технологии нзопланар-1,
и область поверхностной рекомбинация (?) :
1 - глубокий разделительньй оксид; 2 - коллектор; 3 — эмиттер; 4 - база; 5 -
пассивирующий оксид; 6 — подлегирование подложки для предотвращения
появления канала между скрытыми слоями
3.1. Современные биполярные микроэлементные структуры
121
При субмикронных глубинах залегания эмиттерного и коллектор-
ного переходов составляющая коэффициента усиления транзистора,
связанная с процессами в объеме базы и эмиттера, определяется глав-
ным образом коэффициентом инжекции, т. е. инжекцией дырок из ба-
зы в эмиттер, а не рекомбинацией в области активной базы [154].
С точки зрения радиационных свойств в этом случае очень важен тот
факт, что коэффициент усиления начинает сильно зависеть от скорости
поверхностной рекомбинации на поверхности эмиттера зр. Если часть
эмиттера покрыта оксидной пленкой (рис. 3.5) или эмиттер сформиро-
ван из поликристаллического кремния, то исходное значение скоро-
сти поверхностной рекомбинации зр в этих областях обычно мало, что
и позволяет получить достаточную величину коэффициента усиления
транзистора при малой глубине залегания эмиттера w9. Под воздей-
ствием ионизирующего излучения происходит резкое возрастание ре-
комбинационных потерь на поверхности, что приводит к увеличению
инжекции дырок из базовой области в эмиттер, т. е. к увеличению ба-
зового тока и уменьшению коэффициента усиления транзистора.
Считая в первом приближении / = qDpdp/dx, нетрудно убедиться
в том, что при sp = 0 величина j мала, так как в этом случае dp/dx^
« 0, а при бесконечно большой величине зр
’ре =
Ртр
где Ртр — концентрация дырок в эмиттере на границе области объемно-
го заряда эмиттерного перехода (рис. 3.5, б). Увеличение тока инжек-
Рис. 3.5. Структура эмиттерной области <р) и распределение инжектированных в
эмиттер дырок под слоем пассивирующего оксида (б):
1 - эмиттер; 2 - контакт к эмиттеру; 3 - пассивирующий оксид SiOj; 4 -
база; 5 - sp = 0; 6 - sp = °°
122
3. Радиационные эффект в бшюлярных ИМС
ции дырок при изменении скорости поверхностной рекомбинации под
пассивирующим оксидом тем сильнее, чем меньше глубина залегания
эмиттера. Аналогичная ситуация наблюдается в приборах с поликремние-
вым эмиттером, где исходное значение скорости рекомбинации в об-
ласти контакта до облучения мало, а с ростом дозы может значительно
увеличиться.
Так как значение коэффициента инжекции транзистора принято свя-
зывать с объемными свойствами структуры, то влияние поверхностных
радиационных дефектов на его величину можно отнести к квазиобъем-
ным эффектам. Тем самым в структурах с мел ко залегающими перехо-
дами поверхностные эффекты влияют на параметры, изменение кото-
рых традиционно связывалось лишь с нарушениями кристаллической
структуры в объеме полупроводника. Аналогичные процессы происхо-
дят и в структурах с инжекционным питанием (рис. 3.6, а). Помимо
Рис. 3.6. Структура двухколлекторного вентиля с инжекционным питанием (в)
и области поверхностной рекомбинации (б):
1 - инжектор; 2 - база; 3 - коллекторы; 4 - эмиттер; 5 - разделительная об-
ласть; 6 - пассивирующий оксид
3.1. Современенные биполярные микроэлементные структуры 123
горизонтального р-л-р-транзистора, где влияние поверхности нс за-
висит от конструктивных размеров, ток инжекции электронов в пас-
сивные области базы / (рис. 3.6, б) вертикального транзистора мо-
жет существенно изменяться под пассивирующим оксидом.
В особый класс структур с точки зрения влияния поверхностных
свойств на электрические параметры следует отнести транзисторы
с глубоким разделительным оксидом, выполненные по технологии
изопланар-2 (рис. 3.7) [155].
Эти структуры имеют ряд преимуществ перед структурами, полу-
ченными по обычной планарной технологии. Во-первых, транзистор
можно сделать существенно меньших размеров, поскольку структура
окружена оксидом и не требуется точного совмещения шаблонов.
Во-вторых, сокращение размеров и отсутствие емкостей боковых стенок
способствует уменьшению паразитных емкостей, т. е. повышению ско-
рости переключения транзисторов. Все это делает структуры типа изо-
планар-2 весьма перспективными для производства сверхбольших и
сверхскоростных интегральных схем.
Специфика этих структур заключается в том, что в них инжекция
неосновных носителей из эмиттера проходит в область базы, гранича-
щей с оксидной пленкой (рис. 3.7). Иногда их называют структурами
Рис. 3.7. Топология (в), структура в
сечении А-А (б) и распределение инжек-
тированного в базу тока (в) для инте-
грального транзистора с оксидной изо-
ляцией, выполненного по технологии
иэопланар-2:
1 - эмиттер; 2 - база; 3 - раздели-
тельный оксид; 4 - коллектор; 5 -
подложка
124
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
с ’’пристеночным” эмиттером. Роль ’’поверхности” в таких приборах
выполняет граница раздела кремний - глубокий разделительный ок-
сид, к которому непосредственно примыкает область базы. Так как
поверхностные рекомбинационные центры действуют вместе с объем-
ными ловушками, то происходит ухудшение усилительных свойств
таких структур и увеличение их чувствительности к поверхностным
радиационным эффектам.
Кроме того, вследствие относительно слабого уровня легирования
.базы возможно образование проводящего канала между коллектором
и эмиттером. Тем самым помимо ухудшения усилительных свойств
в этом случае поверхностные радиационные эффекты могут приво-
дить к появлению катастрофических отказов из-за появления каналь-
ных утечек [156].
В современной биполярной структуре, которая содержит в припо-
верхностной области дислокации, возникающие при выращивании ок-
сида, дислокации эпитаксиального слоя, краевые эмиттерные дислока-
ции, структурные нарушения после ионной имплантации, дислокации,
связанные с проведением изолирующей диффузии и созданием скрыто-
го слоя [157], традиционно выделяемые ’’поверхностные” нарушения
нельзя рассматривать отдельно от общих свойств активных областей.
С этим, вероятно, связано наличие большого разброса параметров од-
нотипных приборов, изготовленных на разных заводах. Из-за отсут-
ствия на сегодняшний день достоверных данных о природе дефектов
в приповерхностных имплантированных областях, о влиянии на
дефектность температуры и среды отжига и т. п., целесообразно ис-
пользовать феноменологический подход при анализе рассматриваемых
структур. Действительно, эксперименты показывают, что приборы,
полученные в рамках одного строго контролируемого цикла изготов-
ления, характеризуются некоторыми усредненными параметрами не
только до облучения, но и после воздействия проникающего излуче-
ния. Поэтому можно говорить о некоторых топологически инвариант-
ных электрофизических параметрах, в частности, связанных с радиаци-
онными поверхностными эффектами, через которые могут бьпь выра-
жены основные электрические характеристики транзисторов. Исполь-
зование в расчетах экспериментально определенных топологически ин-
вариантных параметров позволяет перейти к количественной оценке
радиационных поверхностных повреждений и прогнозировать поведение
интегральных транзисторов, полученных в заданном технологическом
цикле изготовления, при воздействии излучения.
Ввиду того что основу изложения данной главы составляет феноме-
нологический подход, область использования которого выходит за
рамки изучения только поверхностных радиационных эффектов, то
в следующем разделе дано краткое описание общих положений этого
подхода.
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
125
3.2
ФЕНОМЕНОЛОГИЧЕСКИЙ ПОДХОД К АНАЛИЗУ
РАДИАЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ
И ПРОЕКТИРОВАНИЮ ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
В настоящее время накоплены обширные теоретические
и экспериментальные данные [158, 159] по исследованию радиационных
свойств полупроводниковых материалов, используемых при производ-
стве интегральных микросхем. Основываясь на этих данных, можно бы-
ло бы точно описать поведение микроэлектронных структур под дей-
ствием облучения, однако до сих пор во многих лабораториях как в
нашей стране, так и за рубежом продолжаются интенсивные исследова-
ния радиационных свойств уже имеющейся и вновь разрабатываемой
интегральной элементной базы радиоэлектронной аппаратуры, о чем сви-
детельствует непрекрашаюшсеся количество публикаций по этому воп-
росу [160, 161]. Это связано с тем, что радиационные параметры крем-
ния, основы большинства выпускаемых серийно интегральных мик-
росхем, после всех обработок, которым он подвергается во время
технологического цикла изготовления, существенно отличаются от
параметров, свойственных исходному материалу. Кроме того, в микро-
схемах широко используют ионно-имплантированные высоколегирован-
ные слои толщиной порядка долей микрометра, радиационные свой-
ства которых до настоящего времени изучены недостаточно, и преоб-
ладающую роль начинает играть не всегда поддающиеся точному ра-
счету радиационные эффекты на границах раздела оксид-полупровод-
ник. В то же время как исходный материал, так и все этапы технологи-
ческого цикла изготовления компонентов микросхем достаточно жест-
ко контролируются, поэтому можно предположить, что у всех прибо-
ров на кристалле, изготовленных по определенной технологии, имеет-
ся некоторый набор инвариантных параметров, через которые могут
быть выражены все электрические характеристики отдельных элемен-
тов и интегральной схемы в целом. Естественно, например, что время
жизни в области базы и эмиттера транзистора, заряд в пассивирующем
или изолирующем оксиде, плотность поверхностных состояний на гра-
ницах раздела оксид-полупроводник, коэффициенты, характеризую-
щие изменение всех этих величин под действием излучений, и другие
физические величины являются именно такими инвариантами. Все эти
параметры принято определять как электрофизические характери-
стики структур. Из-за значительного и часто трудно прогнозируемого
влияния особенностей технологического процесса на электрофизиче-
ские параметры их можно считать инвариантами используемой техно-
логии, т. е. неизменными по отношению к типу микросхем, полученных
в заданном технологическом цикле. Другими словами, электрофизи-
ческие параметры структур можно определить как инварианты ’’тех-
126
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
нологического” или ’’физического” уровня. Именно эти параметры,
как правило, являются основой построения физико-топологических
моделей,, используемых при проектировании микросхем. Так как
электрофизические параметры структур для физико-топологических
моделей являются исходными или так называемыми внутренними
параметрами, то при расчетах необходимо знать их численные значения.
Однако непосредственное измерение физических- величин в готовой
интегральной схеме представляет собой достаточно сложную задачу.
Поэтому в качестве инвариантных параметров удобнее рассматривать
величины, которые, являясь функцией лишь электрофизических ха-
рактеристик, могут быть измерены обычными электрическими ме-
тодами и имеют простую связь с важнейшими параметрами транзисто-
ров, например с коэффициентом усиления. Такие обобщенные пара-
метры можно рассматривать как инварианты "инженерного” уровня.
В качестве таких инвариантов можно использовать плотности токов ре-
комбинационных потерь в различных областях биполярных микро-
электронных структур и плотность тока инжекции эмиттируюших
переходов. Эти параметры инвариантны к топологии структур.
Нетрудно заметить, что каждый из параметров ’’инженерного” уров-
ня может быть функцией нескольких исходных электрофизических
характеристик ’’физического” уровня, т. е. представляет собой неко-
торый обобщенный параметр, инвариантный к топологии.
В общем случае баэовый ток равен
/б = Е Ivi + S ISf ,
i i
где — сумма объемных составляющих тока рекомбинации;
— сумма поверхностных рекомбинационных потерь.
Каждая из составляющих тока объемной рекомбинации может быть
представлена в виде
Л/ = »
где f . , А{ — плотность тока объемных рекомбинационных потерь
и площадь i-й области.
Плотность тока !vt(F, -R, К, .17эв) является функцией исход-
ных электрофизических (F) параметров структуры (время жизни,
концентрация примесей, подвижность), радиационных (Я) пара-
метров (сечение захвата, скорость введения радиационных центров,
скорость удаления носителей), конструктивных (АГ) параметров (глу-
бины залегания переходов, ширина эпитаксиальной пленки и т. п.)
и режима работы (17Эб — напряжение прямого смешения перехода
эмиттер—база).
Аналогично поверхностные рекомбинационные потери выражаются
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
127
через соответствующие плотности тока поверхностной рекомбинации
= 4/ •
где = jsj (F, R, К, (7эв) - плотность тока на единицу длины эмит-
тера, зависящая, как и объемная составляющая, от физических (F),
радиационных (Я), конструктивных (/П паиамегров и режима ра-
боты; Пэ/ - периметр эмитирующей области.
Плотность тока инжекции эмиттера в базовую область равна [73]
/э “ “3-----{'--ехр(^(/эб/ЛГ)>
э Лб
f N(x)dx
о
где q - заряд электрона; Д, - коэффициент диффузии; п{ - концент-
рация собственных носителей заряда; — ширина базовой области;
N(x) — концентрация примесей в базе; к — постоянная Больцмана;
Т — температура. Ток инжекции с точностью до коэффициента пере-
носа через область базы равен току коллектора, причем величина
/ (F, К, 77эб) определяется физическими параметрами структуры,
изменение которых под действием излучений происходит лишь после
воздействия достаточно больших потоков, т. е. плотность тока эмит-
тера слабо зависит от радиационного параметра R.
Нетрудно увидеть, что величины jvi, jsj и /э являются инвариант-
ными по отношению к однотипным областям структур и топологиче-
ским размерам (площадям и периметрам) отдельных компонентов.
Имея набор этих величин, легко вычислить коэффициент усиления
структуры с произвольной геометрией.
Для экспериментального определения плотности токов рекомбина-
ции используют специальный набор тестовых структур, изготовленных
в том же технологическом цикле, что и исследуемые микросхемы. Гео-
метрию приборов тестового набора выбирают из условия выделения
отдельных составляющих рекомбинационных потерь в различных
областях структуры. Тестовый набор подвергают поэтапному облуче-
нию в интересующем разработчика микросхемы диапазоне интеграль-
ных потоков. Экспериментальное определение инвариантных параметров
осуществляется после каждого набора дозы. Переход от инвариантных
параметров ’’инженерного” уровня к электрофизическим характеристи-
кам структуры, т. е. на ’’физический” уровень, осуществляют, решая
обратную коэффициентную задачу с использованием соотношений,
которые устанавливают связь между электрофизическими параметра-
ми и плотностью токов рекомбинации.
Имея набор феноменологических зависимостей плотностей токов
рекомбинации в заданном интервале интегральных потоков, можно,
128
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
исходя из геометрических размеров любого транзистора интеграль-
ной схемы, полученной по данной технологии, вычислить суммарный
ток базы и тем самым прогнозировать изменение коэффициента уси-
ления с дозой произвольного транзистора и, следовательно, всей схе-
мы в целом. Если технологический цикл изготовления поддерживает-
ся постоянным для всех микросхем данной серии или даже серий, то
полученный набор доэовых зависимостей можно использовать для
всей серии или нескольких серий. Постоянство технологического
цикла подразумевает выбор однотипного исходного материала, под-
держание в узких рамках режимов диффузии, окисления, термических
обработок, что приводит к неизменному профилю распределения при-
месей, глубин залегания переходов для различных структур и т. п.
Помимо прогнозирования стойкости готовых схем феноменологиче-
ский набор дозовых зависимостей позволяет проектировать топологию
компонентов схемы на определенный уровень стойкости в рамках за-
данного технологического цикла: в этом случае подбирают такие гео-
метрические размеры транзисторных структур, которые бы обеспечи-
вали сохранение величины коэффициента усиления транзисторов в до-
пустимом интервале значений для обеспечения работоспособности
схемы при максимальном потоке облучения. Так как геометрические
размеры отдельных областей связаны между собой (периметр и пло-
щадь для ТТЛ-схем, относительные размеры эмиттера и коллектора
для схем с инжекционным питанием и т. п.), то возможна оптимизация
топологии структуры, рассчитываемой на заданный уровень стойко-
сти. Ввиду того что на размеры компонентов помимо радиационной
стойкости накладываются ограничения, связанные с размером кри-
сталла, быстродействием, рассеиваемой мощностью и т. п., то набор
феноменологических зависимостей позволяет оценить предельные
возможности заданного технологического цикла для улучшения ра-
диационных свойств схем на его основе.
Если для определенного технологического цикла получены предель-
ные геометрические размеры компонентов, то предлагаемый метод
позволяет целенаправленно вести поиск наиболее оптимальных техно-
логических решений для дальнейшего улучшения характеристик схем.
Для этого перед изготовлением схемы все модификации технологиче-
ского процесса анализируются на специальных тестовых структурах.
Любые модификации технологических режимов (изменения глубины
залегания переходов, профиля распределения примесей, вида оксида,
термических обработок и т. п.) будут приводить к изменению исходных
инвариантных величин и их зависимости от облучения. Сравнивая набо-
ры феноменологических зависимостей для различных модификаций
технологического процесса, можно выбрать наиболее оптимальный
технологический вариант для повышения радиационной стойкости раз-
рабатываемых схем. Так как заключение о преимуществах того или
иного технологического решения делается на основе экспериментапь-
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах 129
ных данных, то достоверность получаемого результата должна быть
достаточно высока.
Проблемы, которые встают при использовании данного подхода,
связаны прежде всего со статистическим разбросом исходных и радиа-
ционных параметров исследуемых приборов. Однако опыт показыва-
ет, что параметры приборов, изготовленных по определенному техноло-
гическому циклу, характеризуются некоторыми усредненными значе-
ниями или, более точно, лежат в определенном доверительном интер-
вале при заданной доверительной вероятности. Для набора статистики
необходимо использовать автоматизированные системы измерений
(см. гл. 1).
3.3
ФИЗИКО-МАТЕМАТИЧЕСКИЕ МОДЕЛИ
ПОВЕРХНОСТНЫХ РАДИАЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ
В БИПОЛЯРНЫХ ТРАНЗИСТОРАХ
3.3.1
ПАРАМЕТРЫ ТРАНЗИСТОРОВ,
ЗАВИСЯЩИЕ ОТ ПОВЕРХНОСТНЫХ ЭФФЕКТОВ
Образование дополнительных быстрых поверхностных со-
стояний и сдвиг поверхностного потенциала вследствие накопления за-
ряда в оксиде при облучении приводят к изменению кинетики рекомби-
национных процессов и распределения электрического поля в припо-
верхностных областях. Вследствие этого изменяются основные электри-
ческие параметры транзистора.
Рост скорости поверхностной рекомбинации приводит к
уменьшению коэффициента усиления транзистора за счет возраста-
ния поверхностной составляющей тока базы;
увеличению тока, протекающего через обратно смещенные переходы;
изменению коэффициента низкочастотного шума со спектральной
плотностью, обратно пропорциональной частоте -1// шума.
Введение дополнительных быстрых поверхностных состояний при-
водит также к изменению кинетики накопления и рассасывания не-
основных носителей заряда, т. е. изменению быстродействия транзи*
стора.
Перераспределение электрического поля в приповерхностных обла-
стях сказывается на
пробивном напряжении обратно смещенных переходов;
величине барьерных емкостей вследствие изменения эффективной
площади переходов непосредственно у поверхности кристалла.
9 Зак.2033
130
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
Вопросы влияния поверхностных радиационных эффектов на коэф-
фициент шума и быстродействие в настоящей книге не рассматрива-
ются. Изменение пробивного напряжения важно для силовых прибо-
ров, что также выходит за рамки данной книги. Поэтому основное
внимание в дальнейшем, как это делалось и в предыдущих работах
[1—3], будет уделено рассмотрению изменения обратного тока и ко-
эффициента усиления.
3.3.2
ОБРАТНЫЙ ТОК
В кремниевых приборах обратный ток образуется в основ-
ном за счет генерации носителей в области пространственного заряда
[73]. Плотность поверхностной составляющей генерационного тока
может быть получена из следующего соотношения [162]:
W = «V’
где / — плотность обратного тока поверхностной генерации; $ -
скорость поверхностной рекомбинации. Если предположить, что ско-
рость поверхностной рекомбинации после облучения достигает при-
мерно 10s см/с, то для кремния Ц * 1,5 • 10*° см-3) значение
/ ~ А/см2. Для относительно большого по площади пере-
хода, имеющего форму квадрата со стороной 100 мкм, обратный ток
в этом случае достигает величины 0,24 пА при ширине области про-
странственного заряда 1 мкм. Значения тока, при которых обычно ра-
ботают транзисторные структуры, на несколько порядков превыша-
ют полученную величину, поэтому изменением обратного тока в актив-
ном режиме работы транзистора можно пренебречь.
Рис. 3.8. Изменение обрюного тока
в структуре с управляющим электро-
дом:
1 — обогащение; 2 — обеднение; 3 -
инверсия
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах 131
Измерение малых обратных токов обычно проводится с целью изу-
чения физических процессов, происходящих в приповерхностных об-
ластях при воздействии излучений. Объяснения процессов восстановле-
ния обратного тока при воздействии температуры и у-излучения, эффек-
та ’’памяти”, механизма влияния режима работы транзистора на вели-
чину /генК [1] заложили основу современной трактовки поверхност-
ных радиационных эффектов.
Расширение возможностей экспериментальных методик по измере-
нию таких электрофизических параметров, как концентрация реком-
бинационных центров, величина заряда в оксиде, скорость поверхност-
ной рекомбинации и т. п., достигается за счет использования биполяр-
ных структур с полевым управляющим электродом или затвором.
В этом случае с помощью поля затвора могут быть промоделированы
условия обеднения, обогащения или инверсии при любых изменениях
поверхностных свойств за счет воздействия облучения. В качестве при-
мера на рис. 3.8 показана зависимость обратного тока перехода от на-
пряжения на управляющем электроде для разных значений обратных
смещений £/обр [163]. При обратном напряжении, например 20 В, от-
четливо видны области обогащения поверхности кремния p-типа (об-
ратный ток мал), обеднения (под затвором образуется область объем-
ного заряда, что приводит к увеличению генерационного тока) и инвер-
сии (обратный ток уменьшается вследствие сокращения длины про-
межутка, в котором область объемного заряда контактирует с ок-
сидом) .
Инверсия проводимости базовой области в п-р-п-транзисторах
может привести к образованию канальных утечек между эмиттером
и коллектором, т. е. к катастрофическому выходу транзистора из
строя. Такого рода повреждения свойственны структурам типа иэо-
планар-2, где прилегающая к оксиду базовая область относительно сла-
бо легирована. Анализ механизма образования канала и других осо-
бенностей структур с глубоким разделительным оксидом будет про-
веден в разд. 3.4.
3.3.3
КОЭФФИЦИЕНТ УСИЛЕНИЯ
В типовой структуре п-р-п-планарного транзистора с
изоляцией р-и-переходом или выполненного по технологии изопла-
нар-1 уменьшение коэффициента усиления под действием поверхност-
ных радиационных дефектов происходит за счет увеличения рекомби-
национных потерь на поверхности пассивной области базы, прилегаю-
щей к периферии эмиттерного перехода, и роста тока инжекции неос-
новных носителей из базы в эмиттер в областях под оксидной пленкой.
9*
132
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
Рекомбинация по периферии эмиттера сказывается при любой глубине
залегания перехода и наиболее существенна для структур с малыми
поперечными геометрическими размерами, в то время как учет инжек-
ции дырок под оксидом, покрывающим эмиттер, необходим при суб-
микронных глубинах залегания эмиттерного перехода. Рассмотрим эти
составляющие отдельно, учтя при анализе периферийного тока все ис-
точники рекомбинационных потерь в пассивной области базы.
Ток рекомбинации в пассивной области базы. Ток инжекции из бо-
ковой стенки эмиттерного перехода представляется в виде суммы
токов, обусловленных рекомбинацией на поверхностных состояниях
границы раздела оксид-полупроводник Ig, рекомбинацией на глубо-
ких ловушках в обедненном слое 1Т и рекомбинацией в нейтральном
объеме пассивной базы Id (рис. 3.9). Задача вычисления рекомбина-
ционных потерь в пассивной области базы, включая приповерхностную
область под пассивирующим оксидом, является принципиально дву-
мерной, потому что изменение концентрации неосновных носителей
обусловлено как влиянием эффективного заряда в оксиде, создающего
обедненный слой у поверхности, так и рекомбинацией по мере их диф-
фузионного движения по координате у (рис. 3.9). Для упрощения бу-
дем использовать квазидвумерное приближение, считая действие поля
заряда и градиента диффузии на движение неосновных носителей неза-
висимым. На рис. 3.10 показана зонная диаграмма в приповерхностной
области по направлениям осей х и у в равновесных условиях и при при-
ложении к эмиттерному переходу прямого смещения С/эв. Предполага-
ем, что разница квазиуровней Ферми остается постоянной в обедненной
области, но величина сдвига Ерп и Ерр изменяется по координате у
вследствие рекомбинации электронов при диффузионном движении по
этой оси. На самом переходе Ерп — Ерр ~qU3^, а при достаточном уда-
лении от эмиттера разница квазиуровней Ферми становится равной ну-
лю (полупроводник находится в состоянии равновесия).
Рис. 3.9. Пассивны область базы под
пассквкруюпим оксидом:
1 - эмиттер; 2 - пассивирующий ок-
сид; 3 — область обеднения; 4 — нейт-
ральная область пассивной базы
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах 133
Приращение общей плотности тока рекомбинации для единицы дли-
ны периметра эмиттера (предполагается, что условия вдоль всего эмит-
терного перехода одинаковы), приходящееся на элемент dy, равно
^бп = dh + + d’d ’ (З-О
где djs, dJr и dj’d - изменения плотностей токов на интервале dy,
связанные с поверхностной рекомбинацией, рекомбинацией в области
объемного заряда и в нейтральной области базы. На границе раздела
оксид-полупроводник рекомбинирует ток плотностью
Ф, = qUgdy, (3.2)
где Us — темп поверхностной рекомбинации. В обедненном слое w
Рис. 3.10. Зонные диаграммы приповерхностной области в равновесном состоя-
нии (а) и при приложении прямого смещения (б)
134
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
плотность тока рекомбинации
IW \
/ Urdx]dy, (3.3)
о /
где Ur — скорость объемной рекомбинации в слое пространственного
заряда. Вне обедненной области рекомбинационный ток определяется
разницей между концентрацией инжектированных в нейтральную часть
пассивной базы электронов и равновесным уровнем неосновных носи-
телей «о» а также временем жизк "*neKTpoHOB в пассивной базе тп:
(°° л - По I
f ----------dx dy.
W I
Последняя компонента связана с диффузионным движением носителей
в нейтральной области. Так как распределение носителей по координате
в этом случае определяется экспоненциальным законом с характерной
длиной, равной диффузионной длине электронов Ln, то, как и в обыч-
ном р-п-переходе, можно записать
n(w) -п0
djd = Я ----------Lrfly,
тп
где и (и) - концентрация электронов на границе пассивной области ба-
зы с областью объемного заряда. Ввиду того что характерная длина из-
менения легирующей примеси в области базы по направлению оси х
значительно больше размеров обедненного слоя, легирование припо-
верхностной области можно считать равномерным и равным некоторо-
му значению Nas. Тогда из граничного условия Шокли следует [73]
„2
n(*v) = —— е^,
Nas
где г? =(Ерп - EFp)/kT — величина, характеризующая относительный
сдвиг квазиуровней Ферми в области объемного заряда при приложе-
нии прямого смешения. В соответствии с рис. 3.10 при у =0 величина
Я = Я^эб/^Т, а при достаточном удалении от перехода г? =0. В оконча-
тельном виде
did = q ~ ^dy' <3-4)
Общая плотность тока рекомбинации dj_ (3.1) на элементе dy с уче-
том (3.2) — (3.4) равна
%п = ^U»dy + Я | f Urdx\ dy + q q 5j
\ 0 / Was
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
135
Полный ток на единицу длины эмиттера определяется интегрировани-
ем (3.5) от нуля до бесконечности. С физической точки зрения верхний
предел интегрирования определяется координатой, где разница квази-
уровней Ферми становится пренебрежимо малой по сравнению с кТ.
Непосредственному интегрированию по у препятствует то, что величины
Us, Ur являются функциями т? через концентрации электронов и дырок
на поверхности и в области объемного заряда, а зависимость т? от у,
определяемая изменением разницы квазиуровней Ферми по координа-
те у, неизвестна. Чтобы избавиться от интегрирования по у, можно вос-
пользоваться дополнительной связью, имеющей смысл закона Ома:
dEP
/вп = А.Сл
где
Qn = Q f п(х, y)dx (3.6)
о
— общий заряд электронов в области обеднения. Так как квазиуровень
Ферми для дырок постоянен по координате у, то последнее равенство
можно переписать:
dri
4п “ DnQn
Выражая отсюда dy и подставляя его в (3.5), получаем в левой части
равенства /6пФбп> что позволяет провести интегрирование. Оконча-
тельное выражение для/вп принимает вид [164]
/ = \//3 + /2 +7?.
где
^эб/^т
Л = ЭД f QnUtdn; (3.7)
о
I W \
/2= 244! f Qn f Ц-dx dn; (3.8)
0 \ ° /
^эб/^т n,L„
/з = ад / Qn -(еч - 1)Л|. (3.9)
о T„Nat
Каждая компонента тока зависит от произведения двух множителей:
первый определяется зарядом неосновных носителей в области про-
странственного заряда у поверхности, второй — темпом рекомбинации
в соответствующей области.
136
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
В случае сильного обеднения можно предположить [165], что потен-
циал ф (см. рис. 3.10, б) в области пространственного заряда 0 < х<
< w изменяется по параболическому закону
I х \ 2
* = *,1--- • (З Ю)
где >fis - поверхностный потенциал; н> - ширина области обеднения.
Величины ф3 и w для случая сильного обеднения равны [165]:
°эф / :е£о
ip = -------х— ; w = / ——-----А.
* 2eeoqNat V <№at
w =
где Сэф ~ эффективный заряд в оксиде (см. подробнее разд. 3.4).
В любой точке области обеднения выполняются равенства
Ф
К
р= Nast
(з.и)
Ф
е”.
е
"° ^7
Интегрируя (3.6) от 0 до w с учетом (3.10) и (3.12), получаем
Nas V 2qNat о
(3-12)
Для вычисления Us обычно предполагается, что на поверхности
кремния в запрещенной зоне находятся однородно распределенные по
энергиям поверхностные состояния [162]. Их плотность в середине
эоны принимается постоянной для всей запрещенной эоны. Это пред-
положение оправдано тем, что процессы рекомбинации определяются
в основном центрами, расположенными в середине запрещенной эоны,
и эффективность рекомбинационных процессов экспоненциально спа-
дает по мере удаления от середины зоны. Применяя теорию Шокли-
Рида-Холла [162] к поверхностным состояниям, энергия которых
лежит в интервале d(Ets — £^), можно записать для приращения
темпа поверхностной рекомбинации следующее соотношение:
nsPs - nj
Ets ~ Eis
nt +
---------г---г--- Х
Eis~En
kT
* nie
^d(E,s-Elt\
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
137
где ait — сечение захвата поверхностных ловушек; vT - тепловая
скорость; Dst — плотность состояний центров поверхностной реком-
бинации на единицу энергии; E(s - уровень ловушек; Eis - энергия,
соответствующая середине запрещенной эоны у поверхности полу-
проводника; щ и ps — поверхностные концентрации свободных но-
сителей заряда. Считается, что ловушки имеют одинаковое сечение за-
хвата для дырок и электронов. Темп поверхностной рекомбинации по
всей эоне равен
Ес '
С/, « f dUs.
Ev - E{s
Рекомбинация максимальна в тех областях, где концентрация носителей
много больше их равновесного значения. Это условие соответствует
неравенству е^ > 1. Для этого случая можно показать, что
.. nsPs , Ps+ ns
Us = s0 ------In--------
Ps + «s »t
где s0 ~ 2kT<JstDstvT ~ удельная скорость поверхностной рекомбина-
ции. Величины ft и «s вычисляют по формулам (3.11) и (3.12) при ф =
= ^.
Скорость рекомбинации в области пространственного заряда (в пред-
положении существования одного наиболее эффективного рекомбина-
ционного центра в середине запрещенной эоны) равна
Р*-*\
(3.13)
U, = ~р < >
• • р 4- П 4 2Л •
где of н Nf - сечение захвата и концентрация ловушек.
Подставляя значения Qn, Us и Ur , где концентрации р и п находятся
из (3.11) и (3.12), в соотношения (3.7) — (3.9), можно найти отдель-
ные составляющие общей плотности периферийного тока, инжектиро-
ванного в базу. Рассмотренный подход позволяет выразить ток реком-
бинации по периферии эмиттерного перехода через четыре параметра:
эффективный заряд в оксиде 2>ф, скорость поверхностной рекомбина-
ции, концентрацию легирующей примеси и время жизни в объеме пас-
сивной области базы.
Для типовых планарных структур [166] плотность тока определя-
ется главным образом составляющей, связанной с рекомбинацией на
поверхностных состояниях границы раздела оксид—полупроводник,
причем
4 =Лоехр(С/эб/^^т),
(3.14)
138
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
где величина пц зависит от заряда в оксиде; jJ0 зависит как от заряда
в оксиде, так и от скорости поверхностной рекомбинации. На рис. 3.11
и 3.12 показаны рассчитанные с помощью полученных соотношений
зависимости /10 и mt от эффективного заряда в оксиде и от скорости
поверхностной рекомбинации. На основе этих данных нетрудно перей-
ти к ’’обратной” задаче — определению неизвестных электрофизиче-
ских параметров £>Эф и s по экспериментально измеренным значениям
/то и ms.
Ток инжекции дырок в эмиттер. Необходимость учета тока инжекции
дырок При рассмотрении поверхностных радиационных эффектов дик-
туется появлением ряда существенных отклонений от классических
представлений [167], связанных с влиянием эффекта сужения ширины
запрещенной эоны. Сужение запрещенной эоны при концентрации
донорных.примесей в эмиттерной области 101’ - 103 * см-3 способству-
ет возрастанию тока инжекции дырок из базы. Именно с этим связан
тот факт, что коэффициент усиления транзисторов в микросхемах
практически полностью определяется эффективностью эмиттера [168].
Как правило, высокое легирование эмиттера в современных микро-
электронных структурах одновременно сопровождается уменьшением
глубины залегания эмиттерного перехода, поэтому граничные условия
Рис. 3.11. Зависимость тока насыщения /10 (7) и фактора мх (2) от плотности
эффективного заряда в оксиде. Параметры структуры: Na =1018 см 3, s =
= 10* см с-1
Рис. 3.12. Зависимость тока насыщения /40 (7) и фактора (2) от скорости
поверхностной рекомбинации. Параметры структуры: = 10® см-3, =
= 7,5 • 1011 см-2 Ф
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах 139
на поверхности эмиттера начинают влиять на значение тока инжекции
дырок и, следовательно, на значение коэффициента усиления транзи-
стора. Поверхность эмиттера можно разделить на области, покрытые
металлом и оксидом, причем часть или весь оксид могут быть металлизи-
рованы (рис. 3.13). В общем случае ток инжекции дырок равен
ZP ~ fpoAo + ipomAom ♦ ipmAm>
где Ip — полный ток дырок, инжектированных из базы в эмиттер;
Ао, Aom> Атп ~ соответственно площади змиттерной области, покры-
той оксидом, металлизированной части оксида над эмиттером и омиче-
ского контакта к эмиттеру; f , j m, fpm - плотности токов ин-
жекции дырок в соответствующих областях. Скорость поверхностной
рекомбинации в трех рассматриваемых областях различна. До облу-
чения она минимальна под оксидной пленкой и максимальна под об-
ластью металлизации. Различие скоростей поверхностной рекомбина-
Рис. 3.13. Эмиттерная область транзи-
стора:
1 - область базы; 2 - область объем-
ного заряда; 3 — область эмиттера;
4 - оксид; 5 - металлизация
Рис. 3.14. Структура эмиттерного л* —р-перехода (а), распределение донорных
примесей (б);
1 ~ область базы; 2 - область объемного заряда; 3 - область эмиттера; 4 - по-
верхность эмиттера (плоскость, в которой скорость рекомбинации дырок рав-
140
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
ции под открытым оксидом и покрытым металлом связано с различ-
ным поверхностным потенциалом в этих областях. После воздействия
облучения скорость рекомбинации под оксидом значительно возрастает,
а под металлом примерно остается прежней, поэтому ток инжекции
дырок под слоем оксида при облучении изменяется. Если эмиттер вы-
полнен из поликремния, то введение поверхностных радиационных
дефектов приводит к заметному изменению скорости рекомбинации
по всей площади эмиттера, так как начальное значение $р в области
омического контакта в этом случае, как правило, небольшое.
Вычислим ток инжекции дырок для произвольной величины скоро-
сти поверхностной рекомбинации. Предположим, что в эмиттерной
области (рис. 3.14) донорная примесь Nd распределена по закону Га-
усса:
Nd
М»э - X
Ld
(3.15)
где Nds - поверхностная концентрация донорной примеси; w, - ши-
рина нейтральной области эмиттера; Ld - характеристическая длина
в распределении доноров; х — координата. В соответствии с рис. 3.14
начало координат совпадает с границей области пространственного
заряда эмиттерного перехода, а поверхность эмиттера имеет коорди-
нату х = w3.
Обычно поверхностная концентрация доноров достигает значений
Ю10 - 1021 см-3, а значение Л^о лежит в интервале 10” - 1018 см-3.
При таких концентрациях начинает сказываться эффект сужения ши-
рины запрещенной зоны вследствие появления ’’хвоста” плотности
примесных состояний. Экспериментальные зависимости величины су-
жения ширины запрещенной эоны для кремния п- и p-типов (см.
[167] и ссылки к ней) приведены на рис. 3.15. В диапазоне концентра-
ций от 10” до 1О20 см-3 сужение зоны может быть аппроксимировано * 1
Рис. 3.15. Зависимость сужения ширины
запрещенной эоны от уровня легиро-
вания:
1 - кремния p-типа (JEq = 18 • 1(Г3 эВ,
nG ~ lfl17 см3« “ О» 2 - кремния
«-типа [Eg =4,2 • 1(Г3 эВ, =10*7 см'3,
^я1,85); о, х - эксперимент
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
141
функцией
KG
ЪЕС =ЕС[ 1п~
0 G I N(}
где Д£"с - изменение ширины запрещенной эоны; N — концентрация
легирующей примеси; EG, NG и Kg — коэффициенты аппроксимации,
принимающие различные значения для кремния п- и р-типов (рис. 3.15).
Сужение запрещенной эоны вызывает изменение концентрации соб-
ственных носителей заряда
п} = л/оехр(Д£с/А:Г),
(3.16)
(3.17)
где л/0 ~ концентрация собственных носителей заряда в слаболегиро-
ванном полупроводнике (при комнатной температуре л|0 ® 1.5 X
ХЮ1® см”®).
Плотность инжектированного в эмиттер тока дырок определяется из
совместного решения уравнений
, dp
]р =qpppE-qDp
_1_ + Р-р. =0
q dx тр
(3.18)
где р, Цр, Dp и тр - концентрация, подвижность, коэффициент диффу-
зии и время жизни дырок; Е — напряженность электрического поля;
Д) — равновесная концентрация дырок.
Обычно предполагают [169], что в области эмиттера действует силь-
ное тормозящее поле, возникающее вследствие неоднородного распре-
деления донорной примеси, которое препятствует продвижению дырок
в глубь эмиттера. С учетом зависимости концентрации собственных
носителей т^ от координаты из-за эффекта сужения ширины запрещен-
ной эоны при высоком уровне легирования выражение для ’’встроен-
ного” электрического поля имеет вид [167]
Е = ф
dx
Подставляя в (3.19)
1 dNd
соотношения (3.15) и (3.17), получаем
(3.19)
F = -p-(w»-x)
Ld
EGkG
kT
1п-^-
Зависимость поля от координаты х, следующая иэ (3.20), показана на
рис. 3.16 (пунктирная линия соответствует случаю отсутствия эффекта
(3.20)
142
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
сужения ширины запрещенной зоны). Видно, что учет зависимости
от координаты приводит к значительному уменьшению тормозящего
поля, т. е. к облегчению проникновения дырок в глубь эмиттера.
Вблизи эмиттерного перехода поле тормозящее, но начиная с неко-
торого граничного значения jq.p оно изменяет знак, поэтому при ра-
счете тока дырок эмиттер целесообразно разбить на два участка (I и
П на рис. 3.16, а) в соответствии со знаком поля. Значения граничной
координаты и концентрации донорной примеси в этой точке равны
*гр = - Ld J In ------
nG
kT
EGKG
G~
V(*o-D‘
(3.21)
Л^(Лгр) = ЛГсехр
kT
EGKG
На участке тормозящего поля (участок I на рис. 3.16, а) зависимость
напряженности электрического поля от координаты, как показывают
расчеты, удовлетворительно аппроксимируется линейной функцией
Е = ^макс ( ~ - 1 V (3.22)
I I
Рис. 3.16. Изменение напряженности
электрического поля, времени жизни,
связанного с ожорекомбинациев (в),
и концентрации инжектированных в
эмиттер дырок (б) от координаты:
1 - электрическое поле; 2 - время
жизни. Параметры эмиттера: н»э =
= 0,4 мкм; Nfa = Ю20 см'э; Nd$ =
= 101всм'э
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
143
где /ГМ1КС - модуль Е, полученный из (3.20) при х = 0,
L} КТ W(. ) _]•
где Njq — концентрация донорной примеси на границе области объем-
ного заряда эмиттерного перехода (рис. 3.14,б).
Время жизни дырок в эмиттере тр связано с рекомбинацией на ло-
вушках тп и оже-рекомбинацией тоже [167]:
Гр Тл
1__
Тоже
Роль оже-рекомбинации становится преобладающей при больших кон-
центрациях донорной примеси, причем соответствующее время жизни
равно
1
Т°же ” г м2
(3.23)
где Сп = 2,8 • 1СГ31 см6 • с"1 [170]. На рис. 3.16, а показано полученное
из (3.23) изменение составляющей гоже по координате. В граничной
точке, где концентрация согласно (3.21) не зависит от профиля рас-
пределения примесей и при используемых коэффициентах аппроксима-
ции Eg, Ng и Kg (см. рис. 3.15) равна 5,2 • 1018 см"3, время жизни,
связанное соже-рекомбинапией, составляет примерно 130 нс. Как пра-
вило, значение т„ в эмиттере, составляющее 10-50 нс, меньше этого
значения, поэтому можно считать, что на участке тормозящего поля ре-
комбинация дырок происходит в основном за счет рекомбинации на
ловушках. На участке II (рис. 3.16, а), где электрическое поле имеет
положительный знак, основную роль начинает играть оже-рекомбина-
ция. Поэтому участок II можно назвать участком оже-рекомбинации
и полагать, что в нем тр = тоже. Таким образом на участке / (участке
тормозящего поля) рекомбинация связана с рекомбинацией на ловуш-
ках, а на Л участке — с оже-рекомбинацией. На поверхности эмиттера
рекомбинация определяется скоростью поверхностной рекомбина-
ции sp.
Вводя значение усредненного времени жизни дырок тл на участке
тормозящего поля и подставляя в систему (3.18) значение напряжен-
ности электрического поля из (3.22), получаем
d2p _ ^макс । х j \ dp
dx2 \ хгр у
^тхгр ^pirn \ р J
144
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
где DpX - усредненное значение коэффициента диффузии дырок на
участке тормозящего поля.
Для типовых профилей распределения примесей первое слагаемое
в коэффициенте при концентрации дырок (с учетом того, что на участ-
ке I обычно рь < р) более чем на порядок больше второго слагаемого,
если время жизни дырок больше 1 нс. Для этого чаше всего встречающе-
гося на практике случая уравнение (3.24) переписывается следующим
образом:
-Ц - *х(х-хгр) -kiP = 0, (3.25)
где
. ^макс
ki = ---------.
*^тхгр
(3.26)
Решение уравнения (3.25) на участке I
(см. рис. 3.16, б):
р(0) = ~"'2 «р
с граничными условиями
Р(Хгр) Ргр
имеет вид
*1 ,
р(х) = ехр -- (х - хГр)3
где п/э — концентрация собственных носителей заряда на границе об-
ласти объемного заряда эмиттерного перехода. Граничная концентра-
ция ftp находится из условия непрерывности тока на границе участ-
ков / и II.
Плотность дырочного тока инжекции в эмиттерную область j может
быть представлена в виде суммы тока рекомбинации на участке I и
тока, вытекающего из участка I в область оже-рекомбинации 1Г.
ip ~ + /₽1(Хгр)»
ТР
(3.28)
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
145
где
*гр
Qpi f P(x)dx
О
- суммарный заряд дырок на участке I, получаемый интегрированием
распределения (3.27);
-дырочный ток на участке I при х =хгр.
Рассмотрим рекомбинационные потери на участке оже-рекомбина-
ции. Дырочный ток /^(Хгр). втекающий в участок //, может быть
представлен как сумма рекомбинационных потерь на этом участке и
тока поверхностной рекомбинации
/ра(ХгР) = q / TZ)dx + qSPP" (3 29)
хгр р
где Sp и а - скорость поверхностной рекомбинации и концентрация
дырок на поверхности эмиттера. Строгое определение функции р(х)
на участке II нецелесообразно, так как в приповерхностной области
многие используемые выше соотношения могут нарушаться. Для полу-
чения приближенного решения можно принять, как это сделано в
[167], что напряженность электрического поля в этой области равна
нулю и концентрация дырок в интервале от х,.р до н>э уменьшается
линейно от РгР до ft. Используя это приближение и граничное усло-
вие на поверхности эмиттера
dp
-qDpi ~d~ ~qspPs'
из (3.29) получаем
fcj + sp
/рзОтр) = QPrP ----Г---------’
1 + —pZ—гР
где Dpi — усредненное значение коэффициента диффузии дырок на
участке 1Г,
Ь = C^tLdJ erf V2 \ ГР +
10 Зак.2033
146
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
Определив из условия /Р1(х^р) “ /рз(ХгР) граничную концентрацию
р^р и подставив полученное значение в (3.28), можно выразить ток
инжекции дырок в высоколегированную область эмиттера следующим
образом:
1р = /роехр((/ав/<рт),
где /ро = /о1 + /от + /о» ~ плотность тока насыщения, равная сумме
токов рекомбинации на участке I-joi', на участке и тока ре-
комбинации на поверхности эмиттера -/os-
Соотношения для отдельных составляющих тока насыщения:
1__
1 +k3
п1э
Tn^do
702 = q -ЦТ—ехР
Ndo
*э - *rp
Opj
/os = <7
P
где тл - усредненное время жизни на участке тормозящего поля;
Анализ полученных соотношений показывает, что ток инжекции су-
щественно зависит от скорости рекомбинации дырок на поверхности
эмиттера. Причем при изменении sp от нулевого значения, соответствую-
щего отражающему контакту, до бесконечно большого при поглощаю-
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах 147
шем или омическом контакте плотность тока изменяется монотонно.
На рис. 3.17, а приведены расчетные зависимости предельных значе-
ний тока инжекции дырок в область эмиттера от концентрации приме-
си на границе области объемного заряда Л^о для эмиттера с =0,4 мкм
и Nds = Ю30 см"3 (время жизни в области тормозящего поля полага-
лось равным 10 нс). На рис. 3.17, б показано изменение отдельных со-
ставляющих тока инжекции /от и /0» от для случая бесконеч-
но большой скорости рекомбинации на поверхности эмиттера. Нетруд-
но увидеть, что основной вклад в ток инжекции вносит рекомбинация
на поверхности эмиттера. Относительный вклад токов рекомбинации
в области тормозящего поля /01, в области оже-рекомбинации /0J и
поверхностной рекомбинации /ов составляет примерно 20, 10, 70%
для Nj0 = 10*6 см"3; 10, 15, 75% для Л^о = Ю17 см"3 и 5, 20,75% для
Л^о = Ю18 см"3. При !р = 0 составляющая fos = 0, а относительная доля
токов рекомбинации в областях I и II соответственно равна 40, 60%
для Nd0 - 10” см"3, 10, 90% для Nd о = 1017 см-3 и 5, 95% дляЛ^0 =
= 10” см"3. Основной вклад вносит область оже-рекомбинации. Ра-
счет показывает, что ток рекомбинации в области тормозящего поля
слабо зависит от граничных условий на поверхности эмиттера.
В практически используемом диапазоне изменения параметров
структур (Nd; =Ю19 = 1031 см"3; Njo = 10” =10” см*3; и^<0,6мкм)
Рис. 3.17. Зависимость суммарной плотности тока насыщения инжектирования в
эмиттер дырок (а) и отдельных ее составляющих (б) от концентрации доноров
на границе эмиттерного перехода:
1 - 1ро при Зр - °°; 2 - /ро при зр=0; 3 - /от при jp = °°; 4 - /01 притр =
5 ~ /02 При Зр = 00
10
148
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
выражение для ]р0 без учета рекомбинационных потерь в области тор-
мозящего поля после некоторых упрощений принимает вид
"L DP2
Ndo w9 - хгр
I *1хгр \ v
exp-------) Х
X
Орг
5Р * ш _ х-------
Лгр
(3.30)
На рис. 3.18 приведена зависимость плотности тока насыщения от
скорости поверхностной рекомбинации для двух значений глубины
залегания эмиттерного перехода. При расчете принималось, что коэф-
фициент диффузии дырок в приповерхностной области Dp2 = 1 см3/с.
Из рис. 3.18 следует, что влияние поверхностной рекомбинации силь-
нее сказывается в структурах с более мелкой глубиной залегания
эмиттера.
На рис. 3.19 показана зависимость /ро для предельных значений
скорости поверхностной рекомбинации от поверхностной концентра-
ции доноров. При некотором значении Ndi значения токов для беско-
нечно большой и бесконечно малой скорости поверхностной рекомби-
нации совпадают, следовательно, в этой точке ток /ро не зависит
от sp.
Существование условий, при которых инжектированный ток не
зависит от скорости рекомбинации на поверхности, следует также из
рис. 3.20, где приведены зависимости токов, соответствующих нулевой
и бесконечно большой скорости рекомбинации, от глубины залегания
эмиттера при постоянных концентрациях Nds и Ndo. С увеличением глу-
бины залегания перехода ток инжекции при $р = 0 возрастает, тогда
как при sp = °° уменьшается, поэтому существует некоторое значение
Рис. 3.18. Зависимость плотности тока
насыщения инжектированных в эмиттер
дырок от скорости поверхностной ре-
комбинации.
Концентрации в эмиттере: Nd. =
» 10зосм“3; NdQ = Ю,7см‘3
3.3. Модели радиационных эффектов в биполярных транзисторах
149
w3, при котором ток jpa не зависит от граничных условий на поверхно-
сти эмиттера.
Существование ’’особой” точки физически объясняется следующим
образом. Ток инжекции дырок в основном равен сумме рекомбинаци-
онных потерь на поверхности эмиттера и в области оже-рекомбинадии.
При sp = 0 составляющая тока поверхностной рекомбинации равна ну-
лю и инжектированный ток определяется оже-рекомбинацией заряда,
накапливаемого у поверхности эмиттера, которая в данном случае дей-
ствует как отражающий контакт. С увеличением скорости поверхност-
ной рекомбинации, с одной стороны, происходит увеличение поверх-
ностной составляющей /о*, а с другой - уменьшение заряда, накапли-
ваемого в приповерхностной области, что приводит к уменьшению со-
ставляющей, связанной с оже-рекомбинацией. При определенной глу-
бине залегания эмиттера увеличение jog с ростом $р может полностью
компенсироваться уменьшением /02, т. е, ток инжекции дырок не
будет изменяться при изменении граничных условий на поверхности
эмиттера. Из (3.30) нетрудно получить, что изменение скорости по-
верхностной рекомбинации не оказывает влияния на ток /^0 при вы-
полнении условия
Рис. 3.20. Зависимость плотности тока
насыщения /ро от глубины залегания
Рис. 3.19. Зависимость плотности тока
насыщения инжектированных в эмиттер
дырок от поверхностной концентрации
доноров. Параметры эмиттера: =
= 1017см’3; н’э = 0,4 мкм
эмиттера. Параметры эмиттера: ЛС
= 10’° см’3; Nd0 = 1017 см’3
150
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
На основании (3.31) при заданном перепаде концентраций Njs и
можно рассчитать глубину залегания эмиттерного перехода, при которой
ток инжекции дырок из базы в эмиттер, а следовательно, и коэффи-
циент усиления транзистора не будет зависеть от условий рекомбина-
ции на поверхности эмиттера. Например, при Л^, = 1030 см"3 и =
= 10*7 см"3 это выполняется при глубине залегания эмиттера примерно
0,5 мкм (см. рис. 3.20); при =1О50 см‘3,Л^0 “Ю1* см"э соответ-
ствующая глубина w, * 0,4 мкм.
Необходимо отметить, что полученные с помощью (3.31) значения
соответствуют предположению о гауссовом распределении приме-
сей в эмиттере и вполне определенным значениям коэффициентов в
выражениях, описывающих эффект сужения ширины запрещенной зоны
и оже-рекомбинацию. С появлением новых более достоверных данных
о зависимости ширины запрещенной эоны от уровня легирования и ко-
эффициенте оже-рекомбинации все полученные соотношения остаются
в силе, а необходимая корректировка заключается в подборе коэффи-
циентов Ес, Ng и Кс в аппроксимации (3.16) или изменении коэффи-
циента Сп в (3.23).
3.4
ПОВЕРХНОСТНЫЕ РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
В БИПОЛЯРНЫХ ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМАХ
Описанные в предыдущем разделе радиационные эффекты
в биполярных транзисторах в полной мере, естественно, относятся и
к транзисторам в составе интегральных микросхем, так как в них обя-
зательно используется пассивирующий оксид для защиты активных
областей от влияния окружающей среды. В настоящем разделе рас-
смотрены дополнительные специфические вопросы физики радиа-
ционных повреждений транзисторов, касающиеся свойств биполярных
микроэлектронных структур с изопланарной изоляцией и инжекцион-
ным питанием.
3.4.1
ПОВЕРХНОСТНЫЕ РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
В СТРУКТУРАХ С ГЛУБОКИМ РАЗДЕЛИТЕЛЬНЫМ
ОКСИДОМ (ТИПА НЗОПЛАНАР-2)
Использование изопланарной изоляции позволяет умень-
шить продольные геометрические размеры транзисторных структур,
вплотную приблизив их к предельным возможностям современной
фотолитографии - микронному рубежу. Однако изопланарные струк-
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
151
туры имеют ряд специфических свойств, так как оксидная пленка в
них непосредственно граничит с активной областью базы и изолирующей
подложкой p-типа (рис. 3.21), вследствие чего радиационные дефекты
на границе оксид—полупроводник оказывают сильное влияние на ха-
рактеристики транзисторов. В результате увеличения при облучении
заряда в оксиде и накопления поверхностных состояний возникают
следующие основные эффекты:
1. Образование канальной утечки между коллектором и эмиттером
за счет инверсии проводимости рюбласти базы, прилегающей к стен-
кам оксида.
2. Возникновение канальной утечки между отдельными изолирован-
ными областями вследствие инверсии проводимости подложки под
донной частью оксида между л* скрытыми слоями.
3. Появление эффекта неравномерного распределения тока, инжек-
тированного эмиттером, в прилегающих к оксиду областях до наступ-
ления инверсии проводимости.
4. Увеличение рекомбинационных потерь на боковых стенках ок-
сида.
Рис. 3.21. Интегральная микроэлектронная структура с глубоким разделительным
оксидом:
1 — диод; 2 - и-р-п-транзистор с ’’пристеночным” эмиттером; 3 — глубокий раз-
делительный оксид; 4 — р* -слой для предотвращения образования канала между
скрытыми слоями; 5 — л*-скрытый слой
152
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
5. Появление эффектов деградации после облучения, связанных
с миграцией заряда в оксиде и туннелированием свободных носителей
заряда через потенциальный барьер на границе оксид-полупроводник.
Очевидно, что первые два эффекта вызывают появление катастро-
фических отказов в работе интегральной схемы, а остальные - измене-
ние усилительных свойств транзисторных структур. Рассмотрим все
эти эффекты отдельно.
Канальная утечка между коллектором и эмиттером (рис. 3.22).
Рассмотрим условие образования инверсного проводящего слоя для
однородно легированной базы при нулевом смещении на переходе
эмиттер—база. Предположим, что в оксиде на границе с полупроводни-
ком локализован некоторый эффективный заряд, отражающий совмест-
ное влияние положительного заряда в диэлектрике и заряда поверх-
ностных состояний (под зарядом понимается удельный заряд на еди-
ницу площади). Под действием этого заряда в базовой области возни-
кает электрическое поле, нормальное к стенке оксида, и происходит
изгиб энергетических зон, как показано на рис. 3.23. Условие инверсии
соответствует такому изгибу зон, когда поверхностный потенциал из-
меняется на величину (рис. 3.23, а), т. е. считается, что канал
образуется тогда, когда концентрация электронов на поверхности стано-
вится равной концентрации дырок в объеме (рис. 3 23, б). Объемный
Рис. 3.22. Инверсия проводимости базовой области (а), баланс заряда в припо-
верхностной области базы (б):
J - разделительный оксид; 2 - эмиттер; 3,- коллектор; 4 - канал; 5 - эффек-
тивный заряд в оксиде 2эф> ~ заряд электронов в канале 7 ~ объемный
заряд акцепторных примесей Qa
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС 153
заряд в полупроводнике, образующийся за счет действия электриче-
ского поля,равен
2(х) = q(p-n-Na)t
где р и л — концентрация свободных носителей заряда; Na - концентра-
ция акцепторных примесей в базе. Объемный заряд и поле связаны меж-
ду собой уравнением Пуассона
р - п - Na
= q----------
где Ex - составляющая электрического поля, перпендикулярная к гра-
нице раздела ок сид-полупроводник. Для плотности тока дырок мож-
но записать
“«РМ’х (3.33)
где / - плотность дырочного тока; и Dp — подвижность и коэффи-
циент диффузии дырок. Так как ток дырок в направлении к стенке ок-
сида равен нулю, то из (3.33) следует
dP
(3.34)
Рис. 3.23. Зонная диаграмма (а) и изменение концентрации дырок (2) и электро-
нов (2) в прилегающей к оксиду области базы (б). Концентрация акцепторных
примесей в базе N'a = 10*7 см 3
154
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
Используя (3.32) и (3.34), а также с учетом того, что рп =п!, получаем
ди? I Na и? \
ExdEx - -X- 1 - -- - 4- dP- <3'35)
«о \ Р рг
В глубине полупроводника поле Ех = 0 и выполняется условие электро-
нейтральности, т. е. р = п + Na Na (для базовой области р-типа). Инте-
грируя левую часть (3.35) от 0 до Ef, а правую от Na до д, где Ef ид -
напряженность поля и концентрация дырок на границе с оксидом, на-
ходим
где L . = / ф — дебаевская длина [73]. Условию образования ка-
а N qNa т
нала соответствует ft -r^{!Na (см. рис. 3.23, б). В этом случае послед-
нее равенство переписываем следующим образом:
(3.37)
Согласно теореме Гаусса, напряженность поля при х = 0 равна
Es = , (3.38)
«о
где (?эф - эффективная плотность заряда в диэлектрике на границе с
базой. Приравнивая (3.37) и (3 38), получаем связь между уровнем
легирования базовой области Na и зарядом «?эф)инв> ПРИ котором
происходит инверсия проводимости, т. е. образование канала между
коллектором и эмиттером:
/ лГ~
(Сэф) ин в - 2 / k Т €€qN0 In —— .
v п{
Если ввести понятие эффективной плотности Л^ф = Q3$Jq, то
»*»♦)««.=2У-^
N.
Na In -- .
ni
На рис. 3.24 приведена зависимость эффективной плотности (ЛгЭф)няв
от концентрации акцепторов в базе, пользуясь которой при известном
значении заряда в оксиде можно выбрать необходимую степень леги-
рования базовой области транзистора для предотвращения инверсии.
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС 155
Так, например, если эффективная плотность после облучения составляет
10*2 см-2, то концентрация акцепторов в базе должна превышать
10*7 см‘3, в противном случае после облучения между коллектором и
эмиттером образуется проводящий канал.
Необходимая степень легирования прилегающей к оксиду области
базы должна выбираться с учетом конечного коэффициента сегрегации
бора, который может составлять 3—5. В результате перераспределения
атомов бора пристеночная область базы обеднена акцепторными при*
месями, и пик концентрации бора должен превышать уровень, необхо-
димый для предотвращения появления канала, в несколько раз.
Используемая выше эффективная величина заряда отражает
суммарное воздействие на полупроводник зарядов, находящихся в
объеме оксида и на поверхностных состояниях. Если заряд на ловушках
в оксиде имеет положительный знак, то заряд поверхностных состояний
может принимать как положительное, так и отрицательное значение в
зависимости от положения уровня Ферми. Считается, что поверхностные
состояния, расположенные выше середины запрещенной зоны, имеют
акцепторную природу, а состояния, лежащие ниже уровня Е{, донор-
ную [165]. В соответствии с этим если в полупроводнике уровень Фер-
ми лежит вблизи зоны проводимости, т. е. все уровни в запрещенной
зоне заполнены электронами, то на состояниях акцепторного типа на-
капливается положительный заряд, а состояния донорного типа нейт-
ральны. Если же уровень Ферми лежит вблизи валентной эоны, то все
уровни в запрещенной зоне свободны и акцепторные состояния нейт-
ральны, а донорные — положительно заряжены. На рис. 3.25 показана
зонная диаграмма приповерхностной области полупроводника для
случая слабого обеднения и инверсии. Для слабого обеднения заряд
Рис. 3.24. Значение эффективной плотности заряда в оксиде, при которой проис-
ходит образование канала, от уровня легирования базовой области (в) и мак-
симальная ширина области обеднения при инверсии проводимости (б)
156
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
поверхностных состояний положителен, так как заполненные донор-
ные уровни ниже уровня Ферми нейтральны, а свободные уровни, лежа-
щие выше уровня Ферми, заряжены положительно. Акцепторные уров-
ни в верхней половине запрещенной зоны свободны от электронов,
поэтому нейтральны. В режиме инверсии заряд поверхностных состоя-
ний имеет отрицательный знак ввиду того, что донорные уровни заняты
электронами, поэтому нейтральны, а часть занятых электронами акцеп-
торных состояний, ниже уровня Ферми, заряжена отрицательно. Ак-
цепторные состояния, расположенные выше уровня Ферми, нейтральны.
Таким образом, заряд поверхностных состояний может как складывать-
ся с положительным зарядом в оксиде, так и вычитаться из него.
Наведению канала предшествует процесс обеднения приповерхност-
ной области основными носителями заряда (дырки отталкиваются по-
ложительным зарядом, в результате чего образуется объемный отрица-
тельный заряд акцепторных примесей). Ширина области обеднения до-
стигает максимального значения при инверсии проводимости и в обла-
сти инверсии остается примерно равной
» = /w <2*>Л <3-»>
где Фп - ipr\nNa/n{. Зависимость w от Na приведена на рис. 3.24,6.
С учетом заряда акцепторных примесей общий зарядовый баланс в
структуре может быть записан следующим образом:
Оэф = Ов + <2и. (3.40)
где Qa — заряд акцепторных примесей; Qn — заряд электронов в ка-
нале.
Важное свойство наведенного канала состоит в том, что его проводи-
мость зависит от потенциала базовой области, так как потенциал базы
изменяет ширину обедненной области. В связи с этим действие канала
эквивалентно подключению между коллектором и эмиттером полево-
го транзистора с встроенным каналом, подложка которого соединена
с базовой областью транзистора (рис. 3.26). Модуляция проводимости
Рис. 3.25. Заряд поверхностных состоя-
ний на границе оксид-полупроводник
в области обеднения (а) и инверсии
(б):
1 - акцепторные уровни; 2 - донор-
ные уровни
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
157
канала потенциалом базы по существу соответствует управлению встро-
енным каналом по подложке.
Используя (3.39), нетрудно получить, что заряд акцепторов равен
Qa = qNaw = 2ее0 qNa (2>pFI ± U36), (3.41)
где (2фр{ * С4б) ~ значение поверхностного потенциала с учетом дей-
ствия подложки (базы); (/эв - напряжение эмиттер—база транзистора.
При положительном смещении на базовой области транзистора пере-
ход база-канал смешается в прямом направлении, поэтому объемный
заряд акцепторов уменьшается, что соответствует знаку ’’минус” в фор-
муле (3.41). При фиксированном заряде в оксиде это приводит к уве-
личению заряда электронов в канале, т. е. росту проводимости канала.
При отрицательном смещении переход база-канал смещается в обрат-
ном направлении, что приводит к увеличению объемного заряда акцеп-
торов [знак ’’плюс” в соотношении (3.41)] и, следовательно, умень-
шению Qn, т. е. увеличению сопротивления канала.
Ток канала (ток стока полевого транзистора) выражается через за-
ряд в канале [172]
2
^кан ~ ~ VnQn ^кз,
н б
где Z — ширина канала или периметр базовой области, прилегающей к
оксиду; и»б - длина канала или ширина базовой области; Дл - подвиж-
ность электронов в канале; UK3 — напряжение коллектор-эмиттер.
С учетом (3.40) и (3.41) последнее соотношение для положительного
смещения на эмиттерном переходе принимает вид
Асан =~~ Мл Ц<э — \/ 2eeQqNa (2^р. — £/эс) ]. (3.42)
нб
Рост напряжения </эб, как следует из (3.42), приводит к увеличению то-
ка канала (рис. 3.27). Интересен тот факт, что при малых смещениях
Рис. 3.26. Индуцирование проводящего
канала между коллектором и эьжтте-
ром (а) и представление канальной
утечки в виде полевого транзистора со
встроенным каналом (б)
158
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
ток канала может быть равен нулю, а затем с увеличением {7эб наблю-
дается появление канальной утечки. Кривая 2 на рис. 3.27 соответству-
ет плотности состояний (/^эф)иив, так как у рассматриваемой струк-
туры Na = 10*6 см”э 4 (см. рис. 3.24, а). В этом случае при С7э6 = 0 ток
/к>н = 0, но с ростом прямого смешения происходит уменьшение за-
ряда акцепторов в обедненном слое и появляется ток канала. Отсюда
следуют важные для практики выводы. Во-первых, факт возникновения
тока утечки после облучения должен устанавливаться при максималь-
но допустимом уровне входного напряжения на базе, соответствующем
закрытому состоянию транзистора. Во-вторых, уровень легирования
базы для предотвращения появления канала должен выбираться с уче-
том влияния прямого смещения на эмиттерно-базовом переходе. Если
максимальная величина логического нуля на базовом выводе равна
^4б.м1кс* 70 связь заряда, приводящего к возникновению канала, с
концентрацией акцепторных примесей в базе определяется соотноше-
нием
1 , \
2еео Q^a I In —— — ^эб.макс! •
Равенство получено из (3.42) при условии 7кан = 0.
Эффект модуляции канала напряжением базы может быть использо-
ван для экспериментального определения эффективного заряда в окси-
де и подвижности электронов в канале. Для этого достаточно измерить
ток канала для двух напряжений (/эб и составить систему из двух урав-
нений типа (3.42) относительно неизвестных 0эф и цп. Измерение ка-
нальной утечки следует проводить при небольшом напряжении на кол-
лекторе для уменьшения влияния эффекта сужения канала у стока (кол-
Рис. 3.27. Зависимость тока канала
( -----) от напряжения эмиттер-база:
/ - ^эф =4 • 10п см'2; 2 - Л’эф =
= 3 • 10Л см”2; 3 -Лэф=2 - 10й см”2;
4 - ток базы транзистора. Параметры
структуры и режим: Z/wq =50; Na -
= 101в см”5; рп = 300 см2/(В • с);
=0,69 В; Ц<э = 1 В
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС 159
лектора). Положительный потенциал на базе также не может быть боль-
шим (U3ti < 0,5 В), так как в противном случае происходит отпирание
эмиттерного перехода и ток коллектора начинает определяться током
инжекции электронов (кривая 4 на рис. 3.27).
Возникновение канальной утечки между л4 скрытыми слоями.
Образование канальной утечки между скрытыми слоями проявляется
как увеличение входного тока логического вентиля при высоком уров-
не напряжения на входе ZBX [171]. Наихудший случай наблюдается
в структурах с охранным кольцом и4 -типа, расположенным вокруг
входного диода (рис. 3.28). Продольный транзистор и-р-л-типа,
образованный охранным кольцом, скрытым слоем и подложкой, за-
щищает вход вентиля от влияния импульсов отрицательной поляр-
ности и обеспечивает повышенную устойчивость к влиянию электроста-
Рис. 3.28.
Рис. 3.28. Входная цепь логического вентиля (я) и структур» входного диода с
охранным кольцом (б):
1 - вход; 2 - паразитный л-р-»транзистор, сформированный областями охран-
ного кольца, скрытого слоя и подложки; 3 - входной диод; 4 - входной тран-
зистор; 5 - охранное кольцо; 6 - изолирующий оксид; 7 - р*-подлегирование;
8 - вход; 9 - эпитаксиальный слой; 10 - скрытый слой; II - охранное кольцо;
12 - подложка
Рис. 3.29. Зависимость входного тока от дозы для вентилей, изготовленных фир-
мами FAIRCHILD (7), SJGNETICS (2), MOTOROLA (3), TEXAS INSTRU-
MENTS (4) 1171) Облучение проводилось в активном режиме; ток измерялся
при напряжении на входе 5 Д В
160
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
тических полей. Ввиду того что охранное кольцо заземлено, инверсия
проводимости подложки в донной части изолирующего оксида приво-
дит к возникновению тока утечки по входу. Накоплению положительно-
го заряда в донной части оксида способствует краевая составляющая
электрического поля, возникающая в оксиде при высоком напряжении
на скрытом слое. На рис. 3.29 показаны экспериментальные данные по
влиянию облучения на входной ток вентилей различных фирм-изгото-
вителей [171]. Уменьшение входного тока при больших дозах для од-
ной из разновидностей схем может быть объяснено влиянием отрица-
тельного заряда поверхностных состояний в режиме инверсии. Умень-
шение тока утечки между скрытыми слоями может быть достигнуто
следующими путями [171]: использованием высоколегированного
р* -слоя в донной части оксида; уменьшением скорости введения по-
ложительного заряда в оксид; увеличением вклада заряда поверхност-
ных состояний; введением в оксид отрицательного заряда. Три послед-
ние возможности связаны с поиском усовершенствованных технологи-
ческих приемов, что требует проведения специальных разработок. По-
этому основной путь решения проблемы - использование высоколеги-
рованного р* -слоя.
Исследование специальных тестовых структур позволило получить
зависимость пороговой дозы, при которой происходит инверсия про-
водимости или образование канала, от уровня легирования (рис. 3.30).
Полученные результаты нельзя считать абсолютно достоверными, так
как точный учет эффекта Т1ерераспределения атомов бора вблизи стен-
Рис. 3.30. Экспериментальная зависи-
мость пороговой дозы от уровня леги-
рования р-слоя [171]
ки оксида затруднен. Определение
степени легирования р*-слоя в
[171] проводилось по измерению
сопротивления растекания, что мог-
ло внести большую погрешность
при вычислении концентрации бо-
ра вблизи стенки оксида. В то же
время данные рис. 3.30 показыва-
ют, что предотвращение появления
утечки при дозе 104 Гр требует до-
статочно больших уровней легиро-
вания, что может привести к введе-
нию дополнительных структурных
дефектов и ухудшению других
параметров транзисторов микро-
схемы.
Эффект неравномерного распре-
деления тока. Как отмечалось выше,
наличие в оксиде положительного
заряда приводит к обеднению при-
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС 161
граничных областей базы л—р-и-планарного транзистора с "пристеноч-
ным*' эмиттером (рис. 3.31, а, б) основными носителями р и обогаще-
нию неосновными п (рис. 3.31, в). Кроме того, наблюдается сужение
ширины базы в краевых областях за счет расширения слоев объемного
заряда коллекторного и эмиттерного переходов (рис. 3.31, а). Все это
приводит к тому, что по мере приближения к оксиду происходит уве-
личение плотности тока инжекции эмиттерного перехода (рис. 3.31, г).
Если даже уровень легирования пристеночных областей базы выбран
из условия предотвращения появления канала, то эффект неравномер-
ного распределения тока все равно будет существовать, и доля перифе-
рийной составляющей, особенно для структур с малыми поперечными
размерами, может оказаться существенной или даже преобладающей.
Это приведет к тому, что характеристики приборов будут заметно
отличаться от рассчитанных в предположении равномерного распреде-
ления тока инжекции эмиттера. Проведем количественную оценку дан-
ного эффекта.
Строгое решение задачи требует рассмотрения двумерной модели.
Рис. 3.31. Поперечный разрез л -р-л*-транзисторв с “пристеночным" эмиттером
(д), топология эмиттерной области (б), распределение свободных носителей заря-
да (е) и ток инжекции (г):
1 - эмиттер; 2 - область объемного заряда эмиттерного перехода; 3 - глубо-
кий разделительный оксид; 4 - область объемного заряда коллекторного пере-
хода; 5 - база; 6 - коллектор
J1 Зак.J033
162
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
Для упрощения будем использовать квазидвумерное приближение,
полагая, что электроны, инжектированные в базу из эмиттера, движут-
ся лишь по оси у, а влияние заряда в оксиде сказывается на изменении
потенциала и концентрации свободных носителей заряда по оси х.
Около границы раздела из-за положительного заряда в оксиде кон-
центрация электронов возрастает, а база сужается, поэтому ток инжек-
ции увеличивается. Область сильной инжекции соответствует глубине
проникновения электрического поля, создаваемого положительным
зарядом, в глубь полупроводника.
Примем, что в узкой однородно легированной базе плотность тока
инжекции электронов эмиттерного перехода для произвольного уров-
ня инжекции равна [173]:
I.
qDn —
we
(3.43)
где w6 — ширина квазинейтральной области базы; рэ и п? - концентра-
ция дырок и электронов в базе на границе области объемного заряда
эмиттерного перехода. Заметим, что граничные концентрации дырок и
электронов изменяются по координате х, но при любом х связаны между
собой соотношением
«эРэ = и]ехр(С/эб/¥>т).
(3.44)
Из (3.43) следует, что при ’’малом" уровне инжекции, когда пэ < рэ
i,
При "большом” уровне инжекции (и, > р,)
4 = ^“’
Ввиду того, что по мере приближения к оксиду равновесная концентра-
ция дырок уменьшается, понятие "малого” и "большого” уровней
инжекции с точки зрения величины приложенного напряжения (7,б
является чисто условным.
Как сказано выше, рост плотности инжектированного эмиттером
тока в периферийных областях связан с увеличением и, (уменьшением
р,) и уменьшением we. Найдем зависимость рэ и от координаты х,
считая структуру симметричной относительно х = а/2 (см. рис. 3.31, б, г)
и рассматривая лишь левую половину транзистора.
В отличие от случая образования канальной утечки здесь необходи-
мо учитывать влияние подвижных носителей заряда на напряженность
поля, создаваемого эффективным зарядом на границе оксид-полу-
проводник, так как инжектированные эмиттером электроны в соответ-
163
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
ствии с (3.44) изменяют равновесную концентрацию дырок и тем са-
мым меняют напряженность поля в полупроводнике. Уравнение Пуас-
сона для данного случая записывают следующим образом:
4ЕХ Рэ~ ч»~ Na
= q_____ =
dx е€0
U
Рэ-Л^ - “Г— ехр(С4в/<рр
= <7---------------------. (3.45)
«о
С учетом того, что Ех=(фJpJ (dpjdx), получем из (3.45)
’ Г Na п? 1
1 " - ~1~ «Ф^эб/^) dp.
j Рэ р* т _
ExdEx =
«о
(3.46)
Выражение (3.46) отличается от (3.35) наличием экспоненциального
члена ехр((/Эб/<^т). В глубине полупроводника (Ех =0) выполняется
условие электронейтральности, т. е. p3V = n?v + Na , что позволяет с
учетом (3.44) вычислить концентрацию дырок в объеме
Р,У =-—^-(1+71+4*,).
где рэу и - граничные концентрации дырок и электронов в объе-
ме базы;
п]
К3 — ехр(С/эв/^) (3.47)
Ад
— коэффициент, характеризующий уровень инжекции в объеме нейтраль-
ной области базы. При малом уровне инжекции в объеме коэффициент
К3 < 1 и p3V *>Na .В этом случае граничная концентрация электронов
удовлетворяет условию
л,г = (^3/№ )ехр(С7эв/^т)
и выполняется неравенство n,v < Na . При большом уровне инжекции
К3 > 1. Это означает, что рэ, = л, ехр(Цб/2<^). Отметим, что
условие малого уровня инжекции в объеме нейтральной области базы
не означает его выполнения в области обеднения, так как около по-
верхности концентрация основных носителей заряда не равна концентра-
ции акцепторов Na, а может быть много меньше этой величины.
Интегрируя левую часть (3.46) от 0 до текущего значения Ех, а
164
3. Радиационные эффекты л биполярных ИМС
правую от до р3, получаем
Е, = -rL-F<z)'
(3.48)
где
F(z) = s/ z - 1 + z„ In(1/z) + K(l/z - 1);
Z = A/Av ; 2v = Na /рэу ; К = L = у/zv!2Ld.
После подстановки (3.48) в выражение для поля Ех = (<Рт/рэ)Х
X (dpjdx) нетрудно найти
dz _ dx
(3.49)
Граничное условие (х = 0) для решения дифференциального уравне-
ния (3.49) получается из теоремы Гаусса и соотношения (3.48):
Е, =
«О
ф
= -yI-F(zI),
(3.50)
где zs — значение приведенной концентрации дырок на границе с ок-
сидом. Из (3.50) следует
(3.51)
где X = Л^ф/Лд Коэффициент X, равный отношению эффективной
плотности заряда в диэлектрике к плотности заряда акцепторной при-
меси в базе на расстоянии длины Дебая, может служить мерой степени
обеднения приповерхностной области. Решение дифференциального
уравнения (3.49) с граничным условием (3.51) позволяет вычислить
z (х) или рэ(х).
Проанализируем влияние заряда в оксиде на ширину областей
объемного заряда коллекторного и эмиттерного переходов. Потенци-
ал, наводимый зарядом в оксиде, суммируется с потенциалом соответ-
ствующей области объемного заряда, в результате чего для низколеги-
рованной по отношению к эмиттеру и коллектору базы ширина обла-
стей объемного заряда становится равной [163]:
У2ее0
где d9iK — ширина области объемного заряда; к ~ контактная раз-
ность потенциалов; £/эк — напряжение на переходе; э и к — индексы,
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
165
относящиеся соответственно к эмиттерному и коллекторному
переходам.
До инверсии проводимости приграничной области /п).
Поэтому при обычно используемом уровне легирования базы Na <
< 10” см"3 величина < 0,4 В, т. е. изменением ширины области
объемного заряда под действием заряда в оксиде в первом приближе-
нии можно пренебречь и считать ширину базы в приграничных областях
равной w6.
Следовательно, изменение плотности тока эмиттера по координате
х связано, главным образом, с изменением граничной концентрации
Рэ (или л,).
Уравнение (3.49) с граничным условием (3.51) в обшем случае мо-
жет быть решено лишь численными методами. Рассмотрим два асимпто-
тических приближения, позволяющих сделать оценки в аналитическом
виде. Напомним, что степень обеднения приграничной области характе-
ризуется коэффициентом X, а уровень инжекции в объеме нейтральной
базы — коэффициентом К3.
1. Слабая степень обеднения (X < 1), малый уровень инжекции (К3 <
t - 1 0 - 1)2
< 1). Используя разложение In Г = —-— + ——j— и тот факт, что
при малом уровне инжекции zv 1 и К < 1, нетрудно получить F(z) -
= (1 - г)/хЛ2. В этом случае из решения уравнения (3.49) с гранич-
ным условием zs = 1 — X следует
Л&
Рэ =
I + [Х/(1 - X) ]ехр (-x/£d)
(3.52)
Следовательно, область заметного уменьшения концентрации дырок
[экспоненциальный член в знаменателе (3.52) превышает 0,1] имеет
порядок 3Ld В соответствии с этим на расстоянии порядка 3Ld от
границы раздела начинает увеличиваться плотность тока эмиттера.
Для количественной оценки влияния эффекта неравномерного рас-
пределения на полный ток инжектированных носителей рассмотрим
удельную плотность тока, приходящуюся на единицу длины периметра,
граничащего с оксидом f:
а/2
4=2/ jdx.
о *
(3.53)
Очевидно, что ток эмиттера У, = bj*, где Ь — длина боковой стороны,
выходящей на оксид (см. рис. 3.31, б). Предварительно введя поправ-
ку на условие малого уровня инжекции и подставляя (3.43) и (3.52)
166
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
в (3.53),получим
/, = Ло (1 * -Д- —. (З М)
\ 1 - X в /
где
"/ а (им\
Jso =<t-cr — exp —2?-
w6 \ФТ I
— удельная плотность тока при £эф = 0. Если ввести коэффициент М,
характеризующий относительное увеличение тока эмиттера за счет
эффекта неравномерного распределения плотности тока в пригранич-
ной области, то из (3.54) следует
М = 1 +
X Ld
1-Х а
где М = /До.
Рассмотренный случай интересен лишь методически и имеет малое
практическое значение, так как в условиях слабого обеднения вели-
чина X < 1 и коэффициент М * 1 даже для очень узких эмиттеров. От-
метим, что увеличение уровня инжекции в данном случае приводит к
снижению коэффициента М, так как при возрастании К3 уменьшается
коэффициент zv и граничное значение zs, как следует из (3.52), при-
ближается к 1. Это объясняется тем, что заряд электронов, инжектиро-
ванный в обедненную область, частично компенсирует влияние на полу-
проводник эффективного положительного заряда в оксиде.
2. Сильная степень обеднения (Х> 1), средний или большой уровень
инжекции (Хэ > 0,1). В этом случае вблизи границы с оксидом (z <
< 1) справедливо приближение
F(z) = - (3.55)
Решение уравнения (3.49) с учетом (3.55) имеет вид
7- x/7s
IL
х,
(336)
где ~ \Z^/( X). При возрастании х величина z стремится к 1 и
приближение (3.55) становится некорректным. Однако так как об-
ласть, где z « 1, не вносит заметного вклада в увеличение тока, то будем
считать, что область обеднения ограничена координатой Xj, при которой
z в соответствии с (3.56) достигает 1 (см. пунктирную линию на
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
167
рис.3.31,в). Из (3.56) следует
'fad
= ____ (1 - Vzf) « - -------; • (3.57)
V2P^3 V * V %з
Если предположить, что в области обеднения ток / вычисляется из
условия большого уровня инжекции (/ = 2qDnn3/w6), то удельная
плотность тока / на участке 0 < х < % с учетом (3.53), (3.56) и
(3.57) равна
/„- (358)
"Т)
Так как вне области обеднения удельная плотность тока равна равно-
весному значению, то коэффициент М в этом случае равен
(3.59)
где />0 = ZqDnNa ^3zv!w6 ~ равновесная плотность тока при высоком
уровне инжекции.
В общем случае для вычисления коэффициента.^, характеризующе-
го относительное увеличение плотности тока, нет необходимости ре-
шать уравнение (3.49), так как, подставив значение dx из (3.49) в
(3.53), с учетом (3.43) нетрудно получить
Na L
М = 2qDn ——
w6Jso
Z
«Г
/
- In 1 + ——
dx
(3.60)
Решение (3.60) может быть получено лишь численным методом.
Из сравнения результатов точных и приближенных расчетов для
случаев слабого и сильного обеднений следует:
1. Область повышенной плотности тока инжекции локализована на
расстоянии Ха от границы раздела, которое для слабой степени обедне-
ния равно примерно утроенной дебаевской длине, а для сильной -
определяется соотношением (3.57), т. е. имеет порядок долей мик-
рометра и уменьшается при увеличении прямого смешения на эмиттер-
ном переходе (рис. 3.32,а).
2. Эффект неравномерного распределения тока более существен при
168
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
малых прямых смещениях (рис. 3.32, б), где коэффициент М, характе-
ризующий увеличение полного тока инжекции, может достигать не-
скольких десятков.
3. Коэффициент М увеличивается с уменьшением ширины эмиттер-
ной полоски (рис. 3.33, а) и имеет немонотонный характер при измене-
нии степени легирования базовой области. Из рис. 3.33, б следует, что
при увеличении степени легирования базовой области приближенное
соотношение (3.59) дает большую погрешность.
4. С ростом обеднения изменяется характер зависимости пригра-
ничного тока от напряжения эмиттер-база: при слабом обеднении в
пристеночной области этот ток пропорционален ехр((/,б/^>т) (3.54),
а при сильном - в соответствии с (3.58) величина f не зави-
сит от (7эв. Следовательно, используя обычное представление / ~
~ ехр (£/Эб/Щ , нетрудно убедиться в том, что с ростом обеднения
фактор mf изменяется от 1 до бесконечно большой величины. Поэто-
му в структурах, где приграничная область вносит заметный вклад в
общий ток, возможно существенное отклонение зависимости 7Э(£/Эе)
от идеальной.
Из проведенного анализа следует, что при проектировании инте-
гральных структур типа изопланар-2, особенно при приближении к суб-
микронному рубежу, необходимо принимать во внимание возмож-
ность протекания большей части эмиттерного тока на расстоянии не-
скольких дебаевских длин от границы с изолирующим оксидом.
Рис, 3.32. Зависимость эффективной
циентаМ (б) от напряжения IZag:
1 - сильное обеднение; 2 - слабое обеднение; 3 — приближенный расчет по фор-
муле (3.59); 4 - точный расчет по формуле (3.60). Параметры структуры:/^ =
=5 • 101в см“э; Ld =0,018 мкм; Лэф-6 • 1011 см-2; а = 1 мкм
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС 169
Увеличение рекомбинационных потерь на боковых стенках ок-
сида. Составляющая тока базы, связанная с рекомбинацией на по-
верхностных ловушках границы раздела оксид-полупроводник,
в транзисторе с длиной периметра, выходящего на оксид, 2Ь
(рис. 3.31,6) равна
Utdy, (3.61)
о
где Ut - темп поверхностной рекомбинации, зависящий, как следует
из соотношения (3.13), от концентрации свободных носителей заря-
дов Pf и ns на стенке оксида.
Так как интегрирование в (3.61) проводится по длине базовой
области, то для вычисления необходимо знать изменение ft и ft
по координате у. В любой точке базы выполняется равенство
ft ft =n{2eri, (3.62)
где tj = {Ерп -Ep^fkT. Поэтому соотношения, полученные выше при
рассмотрении эффекта неравномерного распределения эмиттерного то-
ка, остаются в силе при замене коэффициента К3
(3.47) на коэффициент
К, - г>. (3.63)
Рис. 3.33. Зависимость коэффициента М от ширины эмиттерной полости (й) я
концентрации акцепторной примеси в области базы (б):
1 - Na = 5 • 1016 см*3; U* =700 мВ,Уэф = 1013 см*3; 2 -Ng =5 • 1016 см-3,
1/эб =700 мВ,Л»ф=3 • 10й см*3; 3 -Аэф =6 • 1011 см*3, =700 мВ,в =5 мкм;
4 - jVja =6 • 10*1 сМ-2, =700 мВ, а=1 мкм. Сплошные линии -точное реше-
ние (3.60), пунктир - приближение (3.59)
170
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
Неизвестным параметром во всех необходимых для вычислений фор-
мулах является величина 77. зависящая от изменения разницы квази-
уровней Ферми по глубине базы. Строго говоря, т? изменяется по обеим
координатам, но так как ток электронов протекает в основном по на-
правлению от эмиттера к коллектору, т. е. по оси у, то составляющей
тока, направленной к стенке оксида, можно пренебречь. Это означает,
что производная drj/dx = 0, следовательно, положение квазиуровней
Ферми по координате х не изменяется. Поэтому величину т] можно вы-
числить в объеме нейтральной базы и использовать это значение при
расчетах характеристик пристеночной области.
Определим изменение квазиуровней Ферми в объеме базовой об-
ласти. Для упрощения будем рассматривать малый уровень инжекции
в базе. В этом случае распределение неосновных инжектированных
носителей от эмиттера к коллектору имеет линейный характер
(рис. 3.34, а):
Пу — Лэу
1- -у-
н-б
+ _ У
+ ПкУ ----
“'б
(3.64)
где п,у и «к у — концентрации электронов у эмиттера и коллектора
(индекс v показывает, что соответствующие величины относятся к
объему нейтральной части базы, где действие заряда в оксиде можно
не учитывать). Необходимость учета конечной концентрации электро-
нов у коллектора связана с более правильным определением положе-
ния квазиуровня Ферми в этой точке. Концентрация Лу выражается
Рис. 3.34. Распределение инжектированных хтектронов (а) и зонная диаграмма
(б) в базовой области транзистора:
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
171
через разницу квазиуровней Ферми следующим образом:
и?
""'*е"
(3.65)
Если n*v -► 0, как это часто предполагается, то квазиуровень Ферми
для электронов в конце базы должен занимать положение на много
kT ниже середины запрещенной эоны, что не соответствует реально-
му положению вещей [73].
Из (3.64) и (3.65) следует, что
1
Т? = In -у Л,),
(3.66)
Определим о,*, и г^у , входящие в (3.66). Около эмиттерного пере-
хода концентрация электронов равна
„2
л,), = -- ехр((/эб/0 ).
Na ’
(3.67)
У коллекторного перехода выполняется следующее равенство:
/к = ЧПку УЯр,
где — плотность коллекторного тока; удр - дрейфовая ско
рость электронов у коллектора. Так как рекомбинационные потери
в базовой области малы, то можно записать
Л, у - Лку
Из последних двух соотношений следует
Подставляя (3.67) и (3.68) в (3.66), получаем
+ In 1 - 5 -2'-
(3.68)
(3.69)
где 5 • 1/(1 + Dn/w6vap). При у =0 значение т?э = qU^/kT, при у =
’’к кТ
-In !♦ .
\ Dn I
Для иь = 0,5 мкм, удр = 107 см/с, Dn =20 см/с (при N„ = 10*7 см-3)
значение пк = qU^/kT - 3,2, т. е. квазиуровень Ферми EFn у коллек-
172
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
тора смешается примерно на ЗкТ относительно своего положения у
эмиттерного перехода (рис. 3.34, б).
Перейдем к интегралу (3.61). В общем случае для определения
необходимо выполнить следующую последовательность вычислений.
Сначала на основании (3.51), где коэффициент К3 заменяют на Ку
(3.63), находят концентрацию д и л,, Затем эти значения с учетом за-
висимости т} (3.69) от координаты подставляют в выражение (3.13)
для Ut, что позволяет перейти в (3.61) к интегрированию по у. Выпол-
нение указанной процедуры требует использования численных мето-
дов. В ряде частных случаев удается получить аналитические решения.
Например, в случае сильного обеднения на основании (3.51) можно
записать
\/77 = \/Х7 7^ X.
При малом уровне инжекции концентрация дырок у эмиттерного пере-
хода в глубине базы остается равной Na , поэтому zv = 1 и К =К3. Так
как в данном случае вместо К3 необходимо использовать коэффи-
циент Ку, то с учетом (3.63) получаем
(3.70)
Из (3.62) следует
n, =Na\^.
(3.71)
Напомним, что коэффициент Х = N3$/Na Ld-
Подставляя (3.70) и (3.71) в выражение (3.13) для темпа поверх-
ностной рекомбинации Ut и учитывая зависимость т? от координаты со-
гласно (3.69), получаем следующее выражение для поверхностной со-
ставляющей тока рекомбинации:
76» = f
Na X3 +
Интеграл (3.72) сводится к табличным интегралам. Член, стоящий
перед интегралом, линейно зависит от плотности поверхностных состоя-
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
173
ний Dgt, поэтому при облучении ток сначала возрастает, а затем
по мере насыщения Dit стремится к некоторому предельному значе-
нию. Влияние заряда в оксиде проявляется, во-первых, через изменение
величины X, а во-вторых, из-за эффекта увеличения плотности тока
инжекции вблизи стенок оксида. Увеличение плотности тока эмиттера
к периферии приводит к относительному росту вклада рекомбинацион-
ных процессов на стенке оксида в общих рекомбинационных потерях.
Деградационные эффекты. В облученных транзисторах с глубоким
разделительным оксидом отмечены эффекты временной нестабильно-
сти параметров. Наиболее заметно это проявляется после образования
канальной утечки при накоплении в оксиде достаточно большого по-
ложительного заряда. Если в облученном транзисторе возникает про-
водящий канал, то значение тока утечки оказывается нестабильным
во времени. При положительном потенциале базы наблюдается по-
степенное увеличение тока утечки (рис. 3.35). Подача обратного сме-
щения на эмиттер транзистора при заземленных базе и коллекторе при-
водит к немонотонному изменению проводимости канала (рис. 3.35).
Кроме того, в облученных структурах наблюдается эффект спонтанно-
го образования канала посте работы в течение некоторого времени при
прямом смещении эмиттерного перехода (сразу же после облучения
канал отсутствует). Увеличение температуры до 400 К приводит к
резкой активации указанных процессов.
Так как значение тока утечки определяется главным образом за-
рядом в оксиде, то физическая причина наблюдаемых эффектов свя-
зана с изменением заряда, локализованного в прилегающих к базовой
области участках оксида. Существуют две основные причины изменения
заряда в оксиде при работе транзистора: миграция заряда под действием
проникающих в оксид краевых электрических полей ’’пристеночных”
р-л-переходов и туннелирование свободных носителей заряда из полу-
проводника. Действие краевых полей при наличии в оксиде подвижных
Рис. 3.35. Изменение тока канальной
утечки от времени при работе транзи-
стора в нормальном включении =
= 0,8 В, С'кб = 0) U) и при обратном
смещении на эмиттерком переходе
(С7эб = -5 В) (2). Режим измерения
тока утечки l^g =0, Скэ = 0,2 В
174
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
ионов приводит к пространственному перераспределению заряда в ок-
сиде и тем самым - к изменению эффективной величины заряда (?Эф-
Туннелирование свободных носителей из полупроводника влияет на
абсолютную величину заряда в оксиде, так как электроны или дырки
захватываются на ловушки и образуют дополнительный связанный за-
ряд. В связи с тем что повышение температуры активирует процессы,
приводящие к изменению эффективного заряда, наиболее вероятным
механизмом, лежащим в основе рассматриваемых эффектов, является
миграция ионов.
На рис. 3.36, а показан поперечный разрез пристеночной области
изопланарной структуры с металлизацией, покрывающей часть глубо-
кие. 3.36. Поперечный разрез ’’пристеночный” области изопланарной структуры
(в), распределение электрического поля в изолирующем оксиде при прямом (б)
и обратном (в) смешениях эмиттерного перехода:
1 - изолирующий оксид; 2 - металлизация; 3 - эмиттер; 4 - база; 5 - коллек-
тор; 6 - скрытый слой
Рис. 3.37. Поперечное сечение л* -р-п-планарного фототранзистора (в) и образо-
вание канала под действием краевого поля коллекторного перехода (б) :
1 - эмиттер; 2 - оксид; 3 — базовая область; 4 - краевое поле; 5 - коллектор;
б — область объемно го заряда коллекторного перехода; 7 - канал
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС 175
кого разделительного оксида. Между металлизацией и л* скрытым
слоем, а также в краевых областях обратно смещенных переходов в
оксиде возникает электрическое поле, в котором может перемешать-
ся положительный заряд. Отметим, что на длине порядка 0,1 мкм паде-
ние напряжения 1 В создает напряженность электрического поля
10s В/см. Если заряд перемешается в направлении к эмиттерному пе-
реходу (рис. 3.36, б), то в верхней части базовой области происходит
локальное увеличение его плотности, что приводит к росту канального
тока.
Перемещение локального максимума заряда относительно базовой
области может приводить как к росту тока канала, так и к его умень-
шению. Приложение обратного смещения к эмиттерному переходу сна-
чала может увеличить эффективный заряд в базе около эмиттера, а
затем, сдвинув локальный максимум вдоль стенки оксида по направ-
лению к коллектору, уменьшить ток канальной утечки (рис. 3.36, в).
Эффект спонтанного образования канала может быть объяснен с
помощью модели, используемой в [165] при рассмотрении деградд-
ционных эффектов в л-р-л-фототранзисторах (рис. 3.37). Под дей-
ствием краевого электрического поля перехода коллектор-база про-
исходит перемещение заряда из глубины оксида к границе раздела ок-
сид—полупроводник, что вызывает инверсию проводимости базы в
прилегающих к переходу приповерхностных областях. Образование
канала приводит к смещению границы объемного заряда коллектор-
ного перехода влево по направлению к эмиттеру. В новом положении
краевое поле снова перемещает ионы к границе оксида над базовой
областью, поэтому место образования канала постепенно передвигает-
ся к эмиттерному переходу. Через некоторое время этот процесс мо-
жет привести к образованию канала между эмиттером и коллектором,
т. е. к появлению неконтролируемой утечки.
34.2
ПОВЕРХНОСТНЫЕ РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
В СТРУКТУРАХ С ИНЖЕКЦИОННЫМ ПИТАНИЕМ
В типовом вентиле с инжекционным питанием (см. рис. 3.6)
поверхностные радиационные эффекты приводят к уменьшению коэф-
фициентов усиления продольного р-п-р- и вертикального л-р-л-тран-
зисторов [174].
Свойства продольного р-л-р-транзистора достаточно подробно рас-
смотрены в литературе (см., например, [175] и ссылки в ней). Основ-
ная физическая причина деградации коэффициента усиления этого тран-
зистора состоит в увеличении поверхностной рекомбинации. Уменьше-
ние влияния поверхности иа перенос носителей от эмиттера к коллек-
176
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
тору может быть достигнуто с помощью использования высоколеги-
рованного и*-слоя под оксидом (рис. 3.38, в) [176]. На рис. 3.38, б
показано изменение относительной величины коэффициента усиления
р-л-р-транзистора при воздействии рентгеновского излучения для
разных длин высоколегированного л* -слоя. Из рис. 3.38 следует, что
повышение приводит к замедлению спада й21ж/й21э0 с ростом
поглощенной дозы.
Инверсное включение вертикального транзистора приводит к тому,
что площадь пассивной базы занимает большую часть площади всего
эмиттерного перехода. Например, в четырех коллекторных вентилях,
изготовленных по технологии иэопланар-1, площадь пассивной базы
может составлять более 90% всей площади эмиттера [174]. Кроме
того, в современных структурах с инжекционным питанием широко
применяется подлегировакие пассивной базы до поверхностных кон-
центраций порядка 10’° см-5, с целью уменьшения продольного па-
дения напряжения, и глубина залегания эмиттерного перехода лежит
в субмикронной области. Все это приводит к тому, что на ток, инжек-
тированный в пассивные области базы, начинают оказывать влияние
эффекты сильного легирования и условия рекомбинации под слоем
оксида.
На рис. 3.39 показана та часть структуры вертикального транзистора,
где над эмиттерным переходом располагается пассивирующий оксид.
Расчет тока инжекции электронов / в такую область сводится к ре-
шению системы уравнений
Рис. 3.38. Использование высоколегированного и -слоя для уменьшения влия-
ния поверхностном рекомбинации в продольном р-л-р-транзнсторе (в), измене-
ние относительного коэффициента этого транзистора от дозы для разных /я+
(б):
1 - 1 ♦ =0: 2 —Z ♦ = 4 мкм; 3 - / + = 8 мкм [176]
Л Л П
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС
177
/„ = ♦ qDn~d~ ;
1 d>n «-«О
ъГ~
(3.73)
где л, и Dn - концентрация, подвижность и коэффициент диффузии
электронов; По — равновесная концентрация электронов.
Рассмотрим решение системы (3.73) при следующих предположе-
ниях:
1. Распределение акцепторных примесей в базе описывается функ-
цией Гаусса
Na (х) « Nag exp -
*бп -х
где Nas - поверхностная концентрация акцепторов; La - характерная
длина в распределении акцепторов; Ноп - глубина залегания р-слоя.
2. Время жизни электронов определяется рекомбинацией на ловуш-
ках и оже-рекомбинацией
1
1
Тл
1
ТЛл
оже
(3.74)
Рис. 3.39. Пассивная область базы вертикального транзистора (в), распределение
времени жизни электронов и электрического поля в области пассивной базы (б):
1 - эмиттер; 2 - область объемного заряда эмиттерного перехода; 3 - область
пассивной базы; 4 - оксид; 5 - распределение акцепторной примеси; 6 - время
жизни, связанное с оже-рекомбинацией; 7 - время жизни на ловушках; 8 - элект-
рическое поле; 9 — электрическое поле без учета эффекта сужения птирины за-
прещенной зоны
12 Зак. 2033
178
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
где тЛл - время жизни при рекомбинации на ловушках; тоже - время
жизни, связанное с оже-рекомбинацией. Величина
где Ср = 9,9 • 1 (Г32 см4 • с’1 [170].
3. Сужение ширины запрещенной зоны описывается выражением
где Eq = 0,018 эВ; Nq = 10*7 см“3 (см. рис. 3.15).
В соответствии с формулой (3.74) эффективное время жизни не-
основных носителей в объеме пассивной базы определяется меньшим
из времен жизни, связанных с рекомбинацией на ловушках и оже-
рекомбинацией. Разобьем базу на две области: область 7, в которой
время жизни определяется рекомбинацией на ловушках, и область
II, в которой время жизни определяется процессами оже-рекомби-
нации.
Электрическое поле с учетом сужения запрещенной зоны
Так как Eq - 0,018 эВ, то поправка, связанная с эффектом сужения
ширины запрещенной эоны, приводит к уменьшению тормозящего
поля примерно на 70%.
Монотонное уменьшение тормозящего поля позволяет найти упро-
щенное решение системы (3.73) в предположении, что на каждом из
участков поле постоянно и равно среднеарифметическому значению.
В этом случае задача сводится к решению уравнения непрерывности
= 0
в двух областях и сшивке решений при х = Хрр.
В результате такого решения получается, что плотность тока элект-
ронов в пассивную базу равна
im c(/oi+
где /о 1 — плотность тока рекомбинации в области 7; /оз ~ плотность
тока рекомбинации в области Я, включая поверхностную рекомби-
нацию. Выражения для /0 i и f02 достаточно громоздкие и поэтому не
приводятся.
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных ИМС 179
На рис. 3.40 приведены расчетные значения токов /0| и /Oj в зави-
симости от скорости рекомбинации на поверхности базы для структу-
ры со следующими параметрами: Nas = 1О20 см-3; Na0 =5 • 10*s см-3;
w6n = 1,2 мкм; Тпп =50 нс. Нетрудно увидеть, что приповерхностная
область вносит основной вклад в суммарный ток инжекции электронов
в пассивную базу. Причем с ростом скорости рекомбинации происходит
некоторое снижение доли рекомбинационных потерь на ловушках и
существенное увеличение поверхностных рекомбинационных потерь.
Последний факт объясняет наблюдаемое экспериментально уменьше-
ние коэффициента усиления вертикального транзистора при накопле-
нии поверхностных радиационных дефектов (177].
При анализе усилительных свойств структур с инжекционным пи-
танием обычно [174] считается, что основной составляющей тока базы
является компонента, связанная с инжекцией дырок в эмиттер, а ре-
комбинационные потери в пассивной области базы полагаются малы-
ми. На рис. 3.41 показано влияние скорости поверхностной рекомби-
Рис. 3.40. Зависимость плотности тока рекомбинации в областях I и II от ско-
рости поверхностной рекомбинации
Рис. 3.41. Зависимость относительного коэффициента усиления вертикального
транзистора (2) и отношение плотности тока инжекции электронов в пассив-
ную область базы к току инжекции дырок в эмиттер (2) от скорости поверхност-
ной рекомбинации
180
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
нации на изменение отношения плотности тока рекомбинационных
потерь в пассивной области к плотности тока инжектированных в эмит-
тер дырок j . Так как / не зависит от sn, то рассчитанное изменение
innlip соответствует росту плотности тока рекомбинации в пассивной
базе. Расчеты проведены для структуры, параметры которой указаны
выше, в предположении, что время жизни дырок в эмиттере составляет
200 нс. Даже при малой скорости поверхностной рекомбинации ток
инжекции в пассивную базу сравним с током инжекции в область эмит-
тера. С ростом sn отношение intJjp возрастает в несколько раз, что
приводит к соответствующему уменьшению коэффициента усиления
транзистора. Расчетные зависимости уменьшения относительного коэф-
фициента усиления вертикального транзистора, приведенные на
рис. 3.41, выполнены для ближайшего к базовому выводу коллектора
четырехколлекторного вентиля, т. е. без учета влияния продольного
падения напряжения. Для удаленных коллекторов спад Л21э будет
еще более сильным, так как с ростом тока базы увеличивается продоль-
ное падение напряжения.
3.5
СПОСОБЫ ВЫДЕЛЕНИЯ ОТДЕЛЬНЫХ СОСТАВЛЯЮЩИХ
ТОКА БАЗЫ
Наиболее простой способ разделения поверхностных и
объемных рекомбинационных потерь основывается на том, что поверх-
ностная и объемная 7Г компоненты по-разному зависят от С/эб:
7, = Iso ехр (<7эв/ ms ч>т); 7„ = Iv0 ехр ( С7»б/ mv <рт), (3.75)
где 7S0 и /уо — константы, а гщ Ф т, . В реальных структурах 710 >
> 7Уо и ms > mv , поэтому при малых смещениях весь базовый ток
можно считать обусловленным рекомбинацией на поверхности, а при
больших - в объеме. Несмотря на простоту и отсутствие специальных
требований к исследуемым структурам, возможности данного метода
ограничены. Во-первых, может оказаться, что необходимые измерения
должны выполняться в области очень малых токов, что значительно
ухудшает точность разделения. Во-вторых, использование аппроксима-
ции (3.75) позволяет выделить лишь суммарные потери, связанные с
поверхностными и объемными эффектами, т. е. не дает возможности
получить ’’тонкую” структуру изучаемых рекомбинационных потерь.
Последний недостаток присущ также способу исследования поверх-
ностных радиационных эффектов с помощью использования излучений
с энергией, меньшей порога дефектообраэования в объеме. Для устра-
3.5. Способы выделения отдельных составляющих тока базы
181
нения этих недостатков необходимо применение более совершенных
способов разделения отдельных компонентов тока базы.
В общем случае число отдельных составляющих тока рекомбина-
ции определяется числом пространственно обособленных областей
структуры, которые характеризуются свойственными только им физи-
ческими и конструктивными параметрами. Если топологические харак-
теристики отдельных областей могут изменяться независимо, то со-
ставление тестового набора сводится к проектированию структур с
разным отношением геометрических размеров. Например, разделение
объемной составляющей тока рекомбинации в пассивной области базы,
пропорциональной периметру эмиттера, может быть выполнено с по-
мощью двух структур, имеющих разное отношение периметра к пло-
щади. Если же области имеют одни и те же топологические характери-
стики, то необходимо использовать другие способы выделения состав-
ляющих тока рекомбинации. Примером таких областей являются об-
ласть нейтрального эмиттера и активная область базы, рекомбинацион-
ные потери в которых пропорциональны одной величине — площади
эмиттерного перехода.
Рассмотрим выделение токов рекомбинации в топологически неза-
висимых и зависимых областях отдельно.
3.S.I
РАЗДЕЛЕНИЕ РЕКОМБИНАЦИОННЫХ ПОТЕРЬ
В ТОПОЛОГИЧЕСКИ НЕЗАВИСИМЫХ ОБЛАСТЯХ
Метод, основанный на сопоставлении базовых токов тран-
зисторов, отличающихся геометрическими размерами, известен [178]
и хорошо сочетается с планарной технологией, так как при расположе-
нии нескольких транзисторов рядом на одной пластине можно с вы-
сокой достоверностью считать плотности рассматриваемых компонен-
тов тока постоянными для всех транзисторов микросхемы.
Применяя две или более структуры, можно составить систему ли-
нейных уравнений относительно неизвестных ]t и /у :
+fvAi =I6i , (3.76)
где П,, и Ze/ - периметр, площадь и базовый ток / -й структу-
ры. Если ранг системы (3.76) больше 2, т. е. хотя бы две используе-
мые структуры различаются своей геометрией, то из этой системы мож-
но получить искомые плотности тока.
Система уравнений (3.76) может быть записана не только для по-
верхностных и объемных составляющих токов рекомбинации. Ана-
логично может быть проведено, например, разделение различных со-
ставляющих тока инжекции дырок в эмиттер под оксидом, под метал-
182
J. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
лическим контактом и под оксидом, покрытым металлом, разделение
рекомбинационных потерь на границах пассивирующего и изолирую-
щего оксидов в структурах типа изопланар-2 и т. п. Общий вид систе-
мы, используемой для разделения, имеет вид
п
S iki vki = I6t , 1= 1,2......п, (3.77)
*•1
где )ki, Tjt/ — плотность тока и характерный геометрический пара-
метр k-й области i -го транзистора; п - общее число составляющих
тока рекомбинации или число к-х областей; — ток базы /-го тран-
зистора. Очевидно, что число используемых транзисторов должно быть
больше п.
Рассмотрим очень важный с практической точки зрения вопрос о по-
грешности результатов разделения при использовании данного спо-
соба. Величины и 7б/ в (3.77) всегда известны с некоторой по-
грешностью, определяемой топологическим разбросом геометрических
размеров 5Г и точностью измерений базовых токов 6И. Найдем связь
погрешности результата вычислений с разбросом 6Г и 5И.
Рассмотрим задачу разделения двух компонентов тока рекомбина-
ции jt и jV: Так как поверхностная плотность тока имеет размерность
А/см, а объемная плотность А/см2, то систему типа (3.77) удобнее за-
писать в следующем виде:
1Ь д
~+ Л i - = /б/ > / = 1, 2,..л,
Hi Al
(3.78)
где /л и /Р1 — токи поверхностной и объемной рекомбинации пер-
вого транзистора.
Из теории решения систем линейных уравнений [179] следует, что
если известны относительные погрешности свободных членов и коэф-
фициентов системы, то относительные погрешности результатов 5, v
определяются соотношением
5f,r < + «’,
где v - число обусловленности матрицы G системы (3.78).
Вычисление v в случае системы со многими неизвестными представ-
ляет собой непростую задачу. Однако для двух уравнений с двумя не-
известными, как показано в [179], выполняется равенство
(3.79)
3,5. Способы выделения отдельных составляющих тока базы
183
где ®макс и ®мяя ~ максимальное и минимальное из собственных зна-
чений матрицы G X GT. Так как размерность произведения двух мат-
риц размерностью 2X2 также составляет 2 X 2, то собственных зна-
чений также два и они определяются из решения обычного квадратного
уравнения.
Рассмотрим задачу на примере системы (3.78) при п = 2. В этом слу-
чае матрица системы G и транспонированная матрица G* записываются
следующим образом:
Их произведение будет иметь вид
Собственные значения матрицы
G X G? являются корнями уравнения
1 + -2 ±
П> A j
(3.80)
1♦ -I _±»
П| A J
Решение (3.80) с учетом (3.79) дает
184
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
(3-81)
На рис. 3.42 приведены зависимости v от Л2/Л2 при параметре
П2/П1, следующие из (3.81). В силу симметрии (3.80) относительно
замены местами П2/П2 и А^/А^ кривые зависимости v от Щ/Щ при
параметре будут идентичны данным на рис. 3.42. Бесконечный
рост кривых при приближении А^А^ к П3/Щ связан с тем, что в этом
случае определитель системы стремится к нулю, ее решение становится
неустойчивым и даже малые возмущения свободных членов и коэффи-
циентов системы приводят к очень сильному изменению решения. Од-
нако малое число обусловленности нельзя сводить к большой величи-
не детерминанта системы (3.78), что является необходимым, но недо-
статочным условием хорошей разрешимости задачи. Из рис. 3.42 вид-
но, что для любого отношения n2/nt существует определенное значе-
ние Л2/Л|, характеризующееся минимумом числа обусловленности
системы, которое при изменении Л2/Л1 от величины, равной П2/П,,
до бесконечности уменьшается немонотонно, а после прохождения че-
рез минимум снова начинает возрастать.
Обратимся к проблеме формирования тестового набора, предназна-
ченного для разделения компонент базового тока Is и Iv исследуе-
Рис. 3.42. Зависимость обусловленно-
сти матрицы системы (3.78) от отно-
шения площадей тестовых транзи-
сторов
3.5. Способы выделения отдельных составляющих тока базы
185
мого транзистора с максимальной точностью. В том случае, если пред-
полагается создание набора из двух приборов, геометрические разме-
ры дополнительного транзистора могут быть легко определены по
кривым рис. 3.42 с учетом конструктивных возможностей создания
биполярного активного элемента с заданными соотношениями пери-
метра и площади эмиттера.
Дальнейшее уменьшение числа обусловленности системы возможно
с добавлением новых транзисторов к формируемому набору. При этом
можно показать, что если заданы максимальные и минимальные ограни-
чения на соотношения периметров и площадей проектируемого и ис-
следуемого транзисторов (Пмик, мвКс/пГ» ^мик. максМх), минимум
числа обусловленности достигается добавлением к исходному набору
пары транзисторов, характеризующихся минимальным соотношением
периметров при максимальном соотношении площадей.
При бесконечном увеличении числа таких пар число обусловленно-
сти соответствующей системы уравнений стремится к числу обуслов-
ленности матрицы
/ ^мии Л макс \
I П, А1 ]
I >
I Пмзкс ^мнн /
числу - предельному для данной технологии.
3.5.2
РАЗДЕЛЕНИЕ РЕКОМБИНАЦИОННЫХ ПОТЕРЬ
В ТОПОЛОГИЧЕСКИ ЗАВИСИМЫХ ОБЛАСТЯХ
Единого алгоритма для выделения токов рекомбинации
в областях, имеющих равные или пропорционально изменяющиеся гео-
метрические размеры, не существует. Поэтому в каждом случае не-
обходима разработка индивидуальной методики.
Рассмотрим способ разделения токов рекомбинации в активной об-
ласти базы и объеме нейтрального эмиттера с помощью измерения на-
пряжений Эрли. Разделение этих компонент позволяет при средних сме-
щениях изб, когда неидеальные компоненты тока базы с m -фактором
больше единицы становятся несущественными, выделить составляю-
щую /р» т- е- экспериментально определить полный ток инжекции дырок
в эмиттер.
186
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
При работе транзистора в режиме средних токов (рекомбинацией
в области объемного заряда эмиттерного перехода и пассивной базы
можно пренебречь) коэффициент усиления транзистора й21э выража-
ется следующим образом:
*11.= .
1р *
где / - плотность коллекторного тока; — плотность тока реком-
бинации в активной области базы. Введем коэффициенты
В7 = 7* и 5 к = 7^ ’
]р 'ба
характеризующие вклад коэффициента инжекции у и коэффициента
переноса через базу к в общий коэффициент усиления. Очевидно, что
В1 вк
Введем параметр к', характеризующий относительную долю рекомби-
национных потерь в области базы и эмиттера:
к' = -t- = . (3.83)
/б« в7
Напряжение Эрли определяется из выходной вольт-амперной харак-
теристики транзистора (рис. 3.43)
Рис. 3.43. Выходные вольт-амперные
характеристики транзистора при уп-
равлении постоянным током базы (/)
и постоянным напряжением эмиттер -
база (2)
3.5. Способы выделения отдельных составляющих тока базы
187
где U3 - напряжение Эрли. В зависимости от того, в каких условиях
снимаются выходные ВАХ, различают и напряжения Эрли: U3t — напря-
жение Эрли при управлении током базы, когда выходные ВАХ снима-
ются при /д = const; U3y — напряжение Эрли при управлении напря-
жением эмиттер-база, когда выходные ВАХ снимаются при 1/эв =
= const. Выразим U3i к U3u через коэффициент усиления транзисто-
ра. Если предположить, что базовая область транзистора легирована
однородно, то [73]
/к = <7 ----— ехР
Ад we
^эб
При С7эб = const соответствующая величина напряжения Эрли равна
С/-1 = _ _L
зи мъ ’
(3.84)
Напряжение Эрли для случая управления током базы, если воспользо-
ваться соотношением /к = /бЛ2]Э, где /q = const, может быть выра-
жено в виде
U~l = ——- ^21э = d0nA213)
^21э 4С/КЭ
С учетом (3.82) и (3.83) последнее выражение можно записать
g _ k1 d(lnjB-y) 1 4(1пДк)
31 1+*' dUK3 1+*’ dUK3
Для однородно легированной базы справедливы следующие соотно-
шения:
где К-у и Кк - некоторые постоянные, не зависящие от н'б.из которых
следует
к' + 2 1 dwQ
U’1 =-----------—--------—
31 к' ♦ 1 we dUK3
(3.85)
Отношение напряжений Эрли % в соответствии с (3.84) и (3.85) равно
изи к' + 2
_—— S ——————
С/э/ к' + 1
(3.86)
188
3. Радиационные эффекты в биполярных ИМС
Так как напряжения Эрли при управлении напряжением эмиттер-ба-
за и током базы можно измерить экспериментально, то, используя
(3.86), легко определить коэффициент к', характеризующий относи-
тельную долю рекомбинационных потерь в области активной базы и
нейтрального эмиттера:
, 2 - €
к « -р-р (3.87)
Если напряжения Эрли совпадают, т. е. { * 1, то согласно (3.87) к' -►<».
Последнее означает, что ВК > By, т. е. /вд < ]р или превалирующими
являются рекомбинационные потери в эмиттере. Другой предельный
случай к* -* 0 соответствует $ = 2. При этом В* < By или /вв > /р, т. е.
ток базы определяется главным образом рекомбинационными процес-
сами в области базы. В общем случае 1 < j < 2 и долевой вклад токов
/р и /ба определяется из (3.87).
Соотношение (3.87) получено в предположении однородного леги-
рования базы транзистора. Можно показать, что для произвольного
профиля распределения примесей в базе соотношение принимает вид
к’ =
i-i ’
где
F = [d(lnBK)/dl/K3]/[d(lnFr)/dt/lo].
Для типовых уровней легирования базы коэффициент F, как показа-
но в [180], составляет 4-6.
4
Радиационные
эффекты
в МДП ИМС
Приведен анализ радиационных изменений основных пара-
метров МДП-транзисторов и ИМС низкой, большой и сверх-
большой степени интеграции. Анализируется влияние элект-
рического режима и технологических факторов на радиа-
ционную стойкость МДП-приборов
4.1
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
В МДП-ТРАНЗИСГОРАХ (МДПТ)
4.1.1
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
И ПАРАМЕТРЫ МДПТ
Основными характеристиками МДПТ, как и любого элект-
ронного прибора, являются выходная, передаточная и входная харак-
теристики. Выходной и передаточной характеристиками МДПТ являют-
ся стоковая и стокозатворная ВАХ соответственно, которые достаточ-
но точно описываются следующими выражениями [181]:
Id = <о[(<4 - -03(1 + Т?)Ц/] + Jrfy; (4.1а)
*0 2
+/d>’ (41б)
где Id — ток стока; Ко — приведенная крутизна; Ug - напряжение на
затворе; Uo - пороговое напряжение; Idr - ток стока утечки в кана-
1 5/ п . ,
ле; т} —— --------—--------коэффициент влияния подложки; Nn и
190
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
ФРп - концентрация примесей и положение уровня Ферми в подлож-
ке; Un - потенциал подложки относительно истока.
Входная характеристика МДПТ всецело определяется входным со-
противлением Гвх:
4 » ut/rux.
Таким образом, основными параметрами МДПТ являются: порога-
вое напряжение Uo; приведенная крутизна Кй; коэффициент влияния
подложки ц; ток утечки в цепи стока 1ау; входное сопротивление
транзистора г9Х.
Рассмотрим изменение под действием ионизирующего излучения
основных из перечисленных выше параметров МДПТ.
4.1.2
ИЗМЕНЕНИЕ ПОРОГОВОГО НАПРЯЖЕНИЯ МДПТ
Пороговое напряжение МДПТ можно представить в виде
суммы двух составляющих [181]:
= Uqf + ^ов> (4.2а)
где UOf- — напряжение, необходимое для получения режима ’’плоских”
эон; U0B - напряжение, обеспечивающее режим инверсии (т. е. обра-
зование индуцированного канала). Величина U0B определяется, глав-
ным образом, концентрацией примеси в подложке:
иов = |Д,о + ----------------. (4.26)
сд
a U0F — разностью работ выхода материала затвора и полупроводника
ф , а также зарядом в объеме диэлектрика под затвором и на границе
раздела диэлектрик-полупроводник Qss:
UoF = *мп " (&д/Сд) - «?„/<?„) • (4.2В)
В (4.26) и (4.2в): q - заряд электрона; е0 - диэлектрическая прони-
цаемость вакуума; еп - относительная диэлектрическая проницаемость
материала полупроводника; фя0 = 2фр{ ~ пороговое значение поверх-
ностного потенциала режима "сильной инверсии" (ф — уровень Фер-
ми, отсчитанный от середины запрещенной зоны в объеме полупровод-
ника); Сд - удельная емкость подзатворного диэлектрика; СОд -
эффективная величина заряда в объеме диэлектрика; Qst — заряд в
поверхностных состояниях.
Заряды в объеме диэлектрика и на границе его раздела с полупро-
водником вызывают изменение порогового напряжения МДПТ на ве-
4.1. Радиационные эффекты в МДП-транзисторах
191
ЛИЧИНЫ
= — (Сод/ Qi)
и
ДЦ, = -(&№)
соответственно.
Сдвиг Д1/Од из-за накопления объемного заряда можно описать вы-
ражением (2.34) или (2.40в) в зависимости от полярности напряжения
на затворе.
Поверхностные состояния, которые дают вклад в изменение поро-
гового напряжения, находятся в интервале энергии от 0 (середина за-
прещенной эоны) до EF (уровень Ферми в объеме полупроводника,
отсчитанный от середины запрещенной эоны):
EFt — -
W,) Z = S NstdE =N„EFl . (4.3)
о
Сдвиг порогового напряжения, обусловленный зарядом поверхност-
ных состояний, с учетом (4.3) равен
|АЦ,| - , (4.4)
Сд Gx
где Ся — емкость диэлектрика под затвором транзистора. Используя
зависимость (2.17), получаем
I I = « 4^- (1 - е"*0)). (4.5)
На практике за величину порогового напряжения обычно принима-
ют напряжение на затворе при заданном уровне тока /d0. Значение
Id0 зависит от размеров транзистора. Для дискретных маломощных
приборов оно составляет 1-100 мкА. При определении Uo при задан-
ном уровне тока вклад ПС в величину порогового напряжения будет
более существенным, чем при классическом рассмотрении, когда <р =
Вид дозовой зависимости изменения порогового напряжения МОПТ
зависит от многих факторов. В простейшем случае, когда плотность
ловушечных центров в подзатворном диэлектрике постоянна и вклад
ПС мал, имеем экспоненциальную зависимость, показанную на рис. 4.1, а
(кривая 1). Увеличение напряжения на затворе приводит к возрастанию
сдвига порогового напряжения. Общий вид зависимости ДС/0(С^) при-
веден на рис. 4.1,6.
192
4. Радиационные эффекты в МДПИМС
При воздействии ионизирующих излучений высокой интенсивности
(мощности дозы Р > 106 Гр/с) наблюдается фотовольтаический эф-
фект [182], в результате которого происходят изменение падения на-
пряжения на подзатворном диэлектрике и, следовательно, сдвиг поро-
гового напряжения.
Сущность фотовольтаического эффекта состоит в следующем. Фото-
токи р-л-перехода стока и истока создают в материале подложки паде-
ние напряжения, смещающее потенциал канала транзистора относитель-
но затвора. Эквивалентная схема транзистора приведена на рис. 4.2, а.
На рис. 4.2, б приведена эквивалентная схема структуры исток—под-
ложка, которая иллюстрирует возникновение фотовольтаического
эффекта. Возникающее напряжение UR, отрицательное для р-каналь-
ных и положительное для п-канальных МДПТ, достигает значения 1 В
при мощности дозы ионизирующего излучения 109 Гр/с. В результате
фотовольтаического эффекта (при Р > 10* Гр/с) получается сдвиг ра-
бочей точки на величину UR на зависимости &U0(Ug) (см. рис. 4.1, б).
Это приводит к дополнительному сдвигу At/доп-
Если при воздействии ионизирующего излучения происходит интен-
сивное увеличение плотности ПС, то вид зависимости At/0(D) на
рис. 4.1, а искажается. В случае МОПТ с p-каналом заряд в ПС и заряд
в объеме диэлектрика совпадают по знаку, у n-канальных транзисторов—
имеют противоположные знаки. Поэтому у последних часто наблюда-
лась немонотонная зависимость At/0(D), которая в литературе получи-
ла название ’’аномальный сдвиг” [92]. Зависимости &Uo(D} в случае
интенсивного образования ПС показаны на рис. 4.1, а (кривые 2 и 5).
Как правило, плотность ПС насыщается при дозах D * 106 Гр. Поэтому
в диапазоне доз, указанных на рис. 4.1, а, кривые 2 и 3 не имеют насы-
щения.
Рис. 4.1. Зависимости сдвига порогового напряжения МДПТ от дозы излучения
(а) и напряжения на затворе при облучении (б)
4.1. Радиационные эффекты в МДП-транэисторах
193
При воздействии быстрых нейтронов в диэлектрике под затвором
и в объеме полупроводника образуются дефекты. Образование дефек-
тов в объеме SiO2 приводит к перестройке области пространственного
заряда — она становится уже. Это объясняется тем, что общее число
заряженных центров определяется напряженностью электрического
поля в диэлектрике, а их распределение — плотностью ловушечных
центров. Увеличение плотности ловушек приводит к смешению центрои-
да заряда и, следовательно, к изменению его эффективной величины.
Этот вопрос рассматривался в гл. 2. При рассмотрении воздействия
быстрых нейтронов на МДПТ важно иметь в виду и радиационное из-
менение электрофизических параметров полупроводниковой подлож-
ки (а именно изменение ее удельного сопротивления). Этот эффект
может оказывать значительное влияние на величину Uo в в (4.26).
Как известно [1], образование дефектов в материале полупровод-
ника приводит к уменьшению эффективной концентрации примеси
(1 dN„ \
" Ф« ’ (4 6)
Л'по ЭФ /
где Noq — начальное значение эффективной концентрации примеси;
bN«
------начальная скорость удаления; Фн - поток нейтронов.
ЭФН
При использовании (4.6) для расчета изменения (/ов следует учиты-
вать специфику образования дефектов в приповерхностной области
Рис. 4.2. Эквивалентные схемы МДПТ:
а - полная; б - упрощенная; s - исток; g - затвор; d - сток
13 Зак.2033
194
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
полупроводника, где, как отмечалось выше (см. подразд. 2.1.5), боль-
шую роль играют механизмы подпорогового дефектообразования и
концентрация примеси отличается от объемной.
В заключение отметим, что изменение порогового напряжения в
большинстве случаев дает основной вклад- в сдвиг стокозатворной
характеристики МДПТ при облучении. Рассмотрим более подробно
влияние электрического режима на этот сдвиг.
4.1.3
ВЛИЯНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО РЕЖИМА
НА СДВИГ СТОКОЗАТВОРНОЙ ХАРАКТЕРИСТИКИ
А. Влияние напряжения на затворе МДПТ. Процесс накоп-
ления объемного фиксированного заряда в подзатворном диэлектри-
ке был подробно рассмотрен в разд. 2.2. В данном разделе рассмот-
рим влияние изменяющегося во время облучения напряжения на за-
творе МДПТ на сдвиг стокозатворной характеристики. Поскольку
основное применение МДПТ в настоящее время нашли в цифровой
технике, то ограничимся анализом влияния импульсного напряже-
ния. Как было показано выше (см. разд. 2.2), процесс накопления
заряда в оксиде под затвором характеризуется параметром 0 в (2.38)
и (2.46). Переходя к времени облучения t, получаем (для простоты
будем считать, что ДС/иас = const; 0 = const):
Д1/(г) = Кци9 (Г) [ I - exp (- (0Р) г) 1,
где Р — мощность дозы ионизирующего излучения; Ку — некоторый
коэффициент.
Если длительность Тимп импульсов напряжения на затворе при об-
лучении МДПТ много меньше величины (0Р)”1, то импульсное напря-
жение проявляется в виде некоторого статического смещения, эффек-
тивная величина которого определяется скважностью импульсов. Из-
менение амплитуды приводит, естественно, к изменению эффективной
величины напряжения смещения, что проявляется в увеличении или
снижении сдвига стокозатворной характеристики МДПТ. В экспери-
менте, описанном в [183], амплитуда импульсного сигнала при облу-
чении МДПТ изменялась от 10 др 18 В при частоте 50 кГц и скважно-
сти 50%. Результаты эксперимента, представленные в табл. 4.1, пока-
зывают пропорциональность сдвига ДС/Од амплитуде импульсного сиг-
нала на затворе. Накопление положительного заряда в подзатворном
диэлектрике уменьшает величину порогового напряжения п МДПТ.
Уменьшение частоты в 5 раз не привело к заметному изменению вели-
чины радиационного дрейфа стокозатворной характеристики.
4.1. Радиационные эффекты в МДПтранзисторах
195
Таблица 4.1. Сдвиг стокозатворной характеристики
МДПТ при импульсном напряжении на затворе
Амплитуда напряжения на затворе, В Напряжение на стоке, В Число образ- цов Сдвиг характеристик, В, при дозе, Гр
ТОО 250 400
10 30 4 1,23 2,72 3,92
14 30 4 1,16 2,52 3,68
18 30 6 0,97 2,19 3,30
В [184] проводилось исследование радиационного дрейфа МДПТ
с р- и п-каналами при различных видах и полярностях импульсного и
постоянного напряжений на затворе при облучении Ug. Импульсное
напряжение подавалось с частотой 100 кГц. В первом случае напряже-
ние прямоугольной формы изменялось от 0 до -10 В, а во втором
от +10 до —10 В. Результаты испытаний в указанных режимах сравни-
вались с данными, полученными при облучении МДПТ с постоянными
напряжениями на затворе: -10, 0* и +10 В. Радиационный дрейф сго-
коэатворных характеристик, полученный в упомянутых эксперимен-
тах, показан на рис. 4.3. Из этого рисунка видно, что облучения МДПТ
при постоянных напряжениях на затворе являются крайними случая-
ми. Дрейф при изменении прямоугольного напряжения от 0 до —10 В
находится в промежутке между результатами, полученными при по-
стоянных напряжениях 0 и -10 В. Аналогично при изменении импуль-
сного напряжения от +10 до —10 В: результаты измерения сдвига стоко-
затворной характеристики находятся в промежутке между кривыми,
соответствующими облучению при постоянных напряжениях +10 и
—10 В. Кроме того, эти результаты показывают, что вклад положи-
тельной части импульса больше, чем отрицательной. При скважности
50% следовало бы ожидать, что эффективное напряжение смещения на
затворе будет равно 0. Но из-за того, что при +10 В сдвиг характери-
стик МОП-приборов больше, чем при -10 В, суммарный эффект со-
ответствует не нулевому, а некоторому положительному напряжению
на затворе (сравните кривые 1 и 4 на рис. 4.3).
При большой длительности импульсов [Гнмп > (0Р)'*] процесс
накопления заряда в подзатворном диэлектрике МДПТ обусловлен
уровнем напряжения на затворе транзистора в данный момент вре-
мени. Радиационный сдвиг характеристик в данном случае ’’отслежи-
вает" изменение напряжения. Результаты экспериментального исследо-
вания представлены на рис. 4.4, а: показано возрастание и уменьшение
Все выводы МОНТ соединены вместе.
196
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
величины Д£/о в зависимости от уровня напряжения на затворе (0 или
5 В). Отметим, что при возврате к нулевому напряжению наблюдается
большее значение ДСД(О). Это объясняется увеличением плотности ПС
и, следовательно, сдвига Д1/,,, дающего согласно (4.2) и (4.4) вклад
в сдвиг порогового напряжения. Если облучать до доз, при которых
достигается насыщение плотности ПС (D • 105 Гр), то величина ДСГО
при переключении напряжения на затворе с некоторого Ug на нулевой
уровень может уменьшиться до величины, которая первоначально была
получена при облучении МДПТ с нулевым напряжением на затворе
(рис. 4.4, б). В некоторых работах этот эффект предлагается исполь-
зовать для ’’отжига” заряда, накопленного при рабочих напряжениях.
Действительно, если при работе устройств на МДП-приборах в условиях
действующего ионизирующего излучения в некоторые моменты вре-
мени выключать питающее напряжение и напряжение на входах, то за
время ’’отдыха” параметры МОП-приборов частично восстановятся.
Если при нулевом напряжении на затворе сдвиг характеристик МДПТ
не приводит к отказу устройства, то длительность отрезка времени,
в течение которого устройство сохраняет работоспособность, увели-
чится.
Рис. 4.3. Сдвиг порогового напряжения МДПТ в результате облучения:
1 - при постоянном Ug = 0; 2 - при импульсном Ug от 0 до -10 В на частоте
100 кГц; 3 - при постоянном Ug = -10 В; 4 - при импульсном Ug от -10
до *10 В на частоте 100 кГц; 5 - при постоянном Ug = +10 В
Рис. 4.4. Изменение сдвига порогового напряжения МДПТ при отсутствии насы-
щения процесса образования ПС (в) и при насыщении плотности ПС (б) :
1 - облучение при положительном напряжении на затворе (Ug =5 В); 2 - облу-
чение при нулевом напряжении на затворе (Ug = 0)
4.1. Радиационные эффекты в МДП-транзисторах 197
Как показано в (185], в случае изменения полярности приложен-
ного к затвору при облучении напряжения возможно немонотонное
изменение Д1/0(Р), так как поле внутри диэлектрика будет склады-
ваться с внешним полем. После рассасывания накопленного в преды-
дущем электрическом режиме заряда зависимость bU0(D) монотонно
достигает уровня, соответствующего приложенному к затвору на-
пряжения.
Б. Влияние напряжения на стоке МДПТ. Напряжение на стоке у
’’обычных” МДП-транзисторов, у которых область стока непосредст-
венно примыкает к каналу, в значительной степени влияет на напря-
женность электрического поля в подзатворном диэлектрике и, сле-
довательно, на накапливаемый в нем заряд. На рис. 4.5, а показан
схематический разрез МДПТ. В области А на подзатворном диэлектри-
ке падение напряжения равно Ug. В области Б падение напряжения сни-
жается до нуля в точке В, где потенциал, наводимый стоком, компен-
сирует потенциал, наводимый затвором. В области-Г поле в подзатвор-
Рис. 4.5. Электрическое поле в МДПТ
имя при облучении с напряжениями
(й) и изменение порогового напряже-
на стоке 2,5; 10 и 15 В (б)
Рис. 4.6. Изменение стоковых характеристик МДПТ при облучении с напря-
жением на затворе ЗВ (?) и без облучения при изменении напряжения на
затворе (б) '
198
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
ном диэлектрике изменяется на противоположное. Если напряжение
на стоке равно нулю, то поле в подзатворном диэлектрике распреде-
лено вдоль канала равномерно.
В [54] приводятся результаты радиационных испытаний и-канальных
МДПТ при различных напряжениях на стоке (2,5; 10 и 15 В) -
рис. 4.5, б. Немонотонный характер зависимости U0(D) объясняется
увеличением плотности ПС и обсуждался ранее. Отметим, что значения
пороговых напряжений при облучении с различными напряжениями
на стоках удаляются друг от друга. Так, при 104 Гр ’’расстояние” меж-
ду кривыми 2,5 и 10 В возрастает на 0,3 В, а между 2,5 и 15 В -
на 0,5 В по сравнению с начальными (при D = 0). Этот результат указы-
вает на заметную роль напряжения на стоке, которая в данном случае
выражается в увеличении сдвига стокоэатворной характеристики.
Рис. 4.7. Схемы включения МДПТ (а) и изменение пороговых напряжений п МДПТ
(б) и р МДПТ (в) при различных включениях
4.1. Радиационные эффекты в МДП-транзисторах
199
Таблица 4.2. Влияние напряжения на стоке на изменение
порогового напряжения мощных МДПТ
Начальное пороговое напряже- ние, В Напряжение на стоке, В Сдвиг порогового напряже- ния после облучения, В
3,81 80 3,05
3,76 45 3,01
3,99 30 3,30
Примечание. Частота сигнала на затворе 10 кГц, амплитуда 10 В, доза
400 Гр.
Изменение стоковой (выходной) характеристики МОНТ с и-к ан а -
лом показано на рис. 4.6, а. Транзистор облучали при фиксированном
напряжении на затворе, равном 3 В [54]. На рис. 4.6, б приведено се-
мейство стоковых характеристик однотипного транзистора. Изменение
порогового напряжения в результате воздействия ионизирующего из-
лучения эквивалентно изменению напряжения на затворе МДПТ.
При работе маломощных МД1Г1 в составе логических схем возмож-
ны различные режимы работы, которые показаны на рис. 4.7, д; стрел-
ками обозначены нулевые напряжения, а буквой U — напряжение пита-
ния. На рис. 4.7, б и в, взятых из [186], приведены дозовые зависи-
мости пороговых напряжений и- и р-канальных МДПТ соответственно
во всех возможных режимах включения. Как можно увидеть из приве-
денных зависимостей, наибольшее изменение Uo наблюдается при рав-
номерном поле в канале транзисторов, когда напряжения на стоке и
истоке равны С7ПИТ. Причем в случае n-канальных приборов наихудшим
режим в состоянии Включено, а в случае р-канальных - Выключено.
Различие в дрейфе порогового напряжения в состояниях Включено и
Выключено может превышать 1 В.
В мощных МДПТ влияние напряжения на стоке на сдвиг порогового
напряжения в случае облучения при переменном сигнале на затворе не
превышает 0,3 В [183]. Усредненные данные, полученные в [183] при
облучении партии МДПТ в количестве 6 шт., представлены в табл. 4.2.
Сопоставление результатов работ [54] и [183] показывает, что в
мощных МДПТ влияние напряжения на стоке на радиационное измене-
ние порогового напряжения существенно меньше, чем в маломощных
транзисторах. Это объясняется влиянием слаболегированной области
стока, примыкающей к каналу, на которой "падает” значительная доля
напряжения на стоке.
В случае маломощных МДПТ наибольшую разницу в сдвиге порого-
вого напряжения следует ожидать при облучении под нулевым напря-
жением на стоке и максимальном напряжении, равном напряжению пи-
тания схемы, в которую включен прибор.
200
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
4.1.4
ИЗМЕНЕНИЕ ДРУГИХ ПАРАМЕТРОВ МДПТ
А. Изменение крутизны стокозатворной характеристики.
Выражение для анализа и расчета крутизны стокозатворной характери-
стики можно получить, продифференцировав (4.16):
Эь 1
S = —— = Ко ——
Э Ug 1+17
д^о 1
1 - (с;* “
OUg I
Принимая во внимание, что заряд в поверхностных состояниях Qat,
а следовательно, и величина Д17„ зависят от Ug, получаем
Ко
1 +т?
(Ug-UoY
(4.7)
Зависимость (4.7) показывает, что при Ug — Uo = const крутизна
транзистора S определяется перезарядкой поверхностных состояний.
Изменение крутизны часто относят за счет изменения эффективной
поверхностной подвижности, т. е., введя понятие ’’эффективной ве-
личины подвижности”, можно записать
(4.8)
где (Д,),ф 1-
wK, 1К — ширина и длина канала;
а(Д^„)
Са - удельная емкость подзатворного диэлектрика.
Выразим эффективную величину поверхностной подвижности че-
Э(ДУ„)
рез плотность ПС. Подставляя в ——---- выражение (4.4), получаем
Э(Ди»*) _ 1 ЭС„ _ q bNst b<pf
bUg Сц bUg b<ps bUg
где — поверхностный потенциал; q — заряд электрона.
Если считать распределение плотности ПС по энергии в запрещенной
зоне полупроводника постоянной и равной Nat, то получаем
э(ДЦт) _ <? -
bUg сд *' Щ
4.1. Радиационные эффекты в .ЧДП-транзисгорах
201
Таким образом, эффективную поверхностную подвижность можно рас-
считать из выражения
(Д1)эф = Де 1 5 М» .
'-д Olig
(4.9)
Пользуясь выражением (4.8) при анализе радиационного изменения
крутизны стокозатворной характеристики, следует иметь в виду, что
д, более слабо зависит от дозы радиации, чем N,t.
Б. Изменение тока утечки в цепи стока. Ток утечки в цепи стока
(/ду) проявляется при запертом МОПТ. Он представляет собой обрат-
ный ток р-л-перехода стока.
Обратная ветвь ВАХ р-л-перехода определяется суммой теплового
тока Iо, тока термогенерации /геи и поверхностного тока утечки
Ity, а также напряжением пробоя.
Тепловой ток играет определяющую роль в германиевых приборах
и не дает заметного вклада в обратный ток кремниевых приборов
[181]. Поэтому в настоящей работе подробно анализироваться не
будет.
Ток термогенерации является основным компонентом обратного
тока кремниевых диодов. Поскольку он определяется временем жизни
носителей, то в значительной степени зависит от потока частиц высоких
энергий:
л.
Аеи ~ Q^-pnlo ~~ • (4.10а)
Подставляя в выражение (4.10а) зависимость (2.20), получаем
А ей = Аен (0) + ^А^/оЛ^тФ. (4.106)
Выражение (4.106) справедливо для кремниевых р-л-переходов с
большим объемом (глубиной залегания). В планарных микроэлектрон-
ных структурах, расположенных вблизи поверхности, ток термогене-
рации значительно увеличивается из-за поверхностной рекомбинации
и поэтому определяется как
А ем = Аея (0) + <]Арп10п(КтФ + qA^s (D). (4.11)
В (4.11) зависимость скорости поверхностной рекомбинации $(0)
определяется выражением (2.19); Аа - площадь поверхности над обед-
ненной областью р-л-перехода. Для прямоугольной топологии р-п-
перехода А, = Пр„/0 + 4/о» где При - периметр р-л-перехода.
Поверхностный ток утечки не зависит от материала полупроводника,
а является следствием различия между л, и Ло, которое вызвано накоп-
лением заряда на поверхности р-л-перехода.
202
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
В пассивированных приборах на ток утечки сильное влияние оказы-
вает заряд, образующийся в объеме диэлектрика. В гл. 2 отмечалось,
что в пленке диоксида кремния, которая наиболее часто используется
в планарных полупроводниковых приборах, преобладает накопление
положительного заряда. Это приводит к изменению поверхностной кон-
центрации носителей заряда, образованию поверхностных проводящих
каналов и появлению поверхностного тока утечки [2, 7]. Для умень-
шения величины заряда в объеме диэлектрика применяют термообра-
ботку в различных атмосферах и легирование диэлектрика компен-
сирующими примесями. При облучении наблюдается как возрастание,
так и снижение тока утечки. Возрастание обратного тока обусловлено
расширением площади р-п-перехода из-за деформации, вызванной на-
коплением заряда в оксиде, и увеличением скорости поверхностной
рекомбинации, а снижение вызвано как экранированием приповерх-
ностной области полупроводника обогащенным (подложка л-типа)
или инверсионным (подложка p-типа) слоями [2].
В. Изменение входного сопротивления. При воздействии радиации
входное сопротивление МДПТ уменьшается. Уменьшение гЭх обуслов-
лено изменением проводимости подзатворного диэлектрика (см.
разд. 2.3). Результаты непосредственных измерений входных сопро-
тивлений МДПТ с различными материалами диэлектрика при облуче-
нии в реакторе различными потоками быстрых нейтронов представлены
на рис. 4.8 [21]. При этом надо иметь в виду, что поток быстрых нейт-
ронов 5-10’ нейтр./см’ сопровождался дозой у-излучения 1 Гр.
Рис. 4.8. Изменение входного сопро-
тивления МДПТ с пленками нитрида
кремния (2), диоксида кремния (2),
моноокиси кремния (3) и оксида алю-
миния (4) в качестве подзатворного
диэлектрика при облучении в реакторе
4.1. Радиационные эффекты в МД] 1-транзисторах
203
В случае доминирования механизма Пула-Френкеля изменение гвх
от потока нейтронов Фн можно представить в виде
Г,х /............-г- ’
v Л’од *
где Кг - некоторый коэффициент, зависящий от напряженности элект-
рического поля Еа [см. (2.52)], а Ав - коэффициент дефектообразо-
вания. Для SiO2 Кя = (2 - 4) • 10s нейтр.-1 • см-1 (см. гл. 2).
4.2
ВЛИЯНИЕ ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ ФАКТОРОВ
НА ОБРАЗОВАНИЕ ЗАРЯДА
В ОБЪЕМЕ ДИЭЛЕКТРИКА
В настоящее время в качестве подзатворного диэлектрика
в приборах с МДП-структурой наиболее широко используется пленка
диоксида кремния. Процессы изготовления SiO2 широко освещены в
литературе, анализ которой показывает [187], что у МОП-структур
сдвиги характеристик близки к наблюдаемым у структур с А12О3.
Поэтому в настоящем разделе уделим основное внимание диоксиду
кремния.
4.2.1
ВЛИЯНИЕ ТОЛЩИНЫ ДИЭЛЕКТРИКА
Выражение (2.34) показывает, что с уменьшением толщи-
ны диэлектрика уменьшается радиационно-индуцируемый сдвиг ВФХ
МДП-структур. Причем при Ug > 0 указанное выражение дает линей-
ную зависимость At/0 ~ dox.
На практике имеет место более сильная зависимость
Д£/о ~ donx ,
где л - 1,5 -г 2 и даже 3. В [188] рассматриваются причины квадратич-
ной зависимости на начальном участке доэовой зависимости сдвига
ВФХ. С одной стороны, зависимость, пропорциональная толщине ди-
электрика Д17о ~Wo*dox, а с другой стороны, количество захваченных
дырок пропорционально числу электронно-дырочных пар, образовав-
шихся в диэлектрике, и дозе облучения
Hot ~Ddoxf^,
где f& ~ вероятность захвата дырки, пропорциональная сечению за-
204
хвата, умноженному на доли?
рис. 2.7); No — концентрация
ДС/0 ~DfENQdo\.
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
дырок, избежавших рекомбинации (см.
ловушечных центров. Таким образом,
(4.12)
В случае больших доз ^исимосп Д(/.(Д) существенно
В случае больших доз ^исимость ДЦ(Й существенно нелиней-
на. Поэтому рассмотрим боЛ« подР°био насьпиею,.я "!»“«»
накопления заряда. Чтобы из»*"™ громоздких выражении, восполь-
зуемся (2.38) X достаточно толстого подзатворного Днэнектрнка
(d„ > Д). Причиной отклонен™ от лияекнои зависимости
является образование новых электроактивных центров вследствие раз-
пвллсил uupojv зникших из-за механических напряжении
оыва напряжении связей, boj' ..
F Н мтггт ~ Плотность ПС пропорциональна Нмакс
в диэлектрике МНП-структур*’1, r г
на границе раздела SiO,-Si ₽"'• 2|2> ><ак “оказано в [112],
между N„ и %, существует корреляння. С учетом (2.3)
i ~ №33 ~ #макс ~ do*'
Таким образом, используя и (4.13), получаем
dox
Хо + В01
dox
Boi
J1.5
ох
(4.13)
(4-14)
Из изложенного выше слеДУ67’ 470 ПРИ маль1Х ^зах зависимость
bU0(dox) обусловлена эффективностью захвата дырок на ловушки
в оксиде, а при больших - образованием новых ловушечных центров.
Если наблюдается интенсивнее дефектообраэование при низких уров-
нях доз, то возможна кубиЧсСКая зависимость. Действительно, если в
(4.12) подставить (4.13), то МоЖНО получить ДЦ) ~ dox .
В двухслойных структурах уменьшение толщины SiO2 приводит
к уменьшению накапливаемо1"0 положительного заряда в подзатвор-
ном диэлектрике. Так, наприМеР> в структурах SiO2 — SijN.» рекоменду-
ется доводить толщину диоксид3 кремния до 7—10 нм. При этом устой-
чивость к пробою сохраняете” благодаря достаточно толстой пленке
нитрида кремния. В случае структуры SiO2 + А13ОЭ возможна пере-
компенсация: при некоторой толщине SiO2 будет преобладать отрица-
тельный заряд в А12 О3 [146] •
4.2.2
ВЛИЯНИЕ МАТЕРИАЛА ЗАТВОРА
И СПОСОБЫ ЕГО НАНЕСЕНИЯ
На сдвиг ВФХ МОП-структур большое внимание оказывает
материал электрода затвора, который наносится на поверхность диок-
сида кремния. Это объясняет0” тсм» что» как уже отмечалось выше
4.2. Влияние технологических факторов
205
Таблица 4.3. Влияние материала затвора на эффективную величину
радиационно-индуцируемого заряда в SiOi
Номер Материал А (Со) эф при иоэе 1°4 Гр, Кл/см2
варианта электрода Ug = о Ug = -10В ug = +1о в
1 Золото с нанесен- 7,8 • Iff® 2,2 • 1 (Г’ 8 - КГ’
2 ным хромом Алюминий*1 4 • 1(Г® 1 .1(Г
3 Молибден*2 Хром*1 Хром с подслоем 2.16* 6 • 16*
4 5 4,7 • Iff* 2 Iff® 1 • 1(Г® 2 • 16* 4-16®
6 P20f Хром* 6 - Iff®
7 Хром*2 44 • Iff* 1,2 • 1(Г —
*1 Электронно-лучевой способ нанесения.
*2 Способ нанесения - испарение в вакууме.
(см. разд. 2.2), атомы металлов проникают в глубь SiOj, создавая в
нем центры захвата электронов. На рис. 4.9 [111] приведены дозо-
вые зависимости МОП-структур с различными материалами за-
творов. Нетрудно увидеть, что наилучшие результаты наблюдаются
в случае использования хрома, а наихудшие - при использовании алю-
миния. Это объясняется большой проникающей способностью атомов
Рис. 4.9. Дозовые зависимости сдвига порогового напряжения МОПТ с различны-
ми материалами затвора при положительном (а) и отрицательном (б) напряже-
ниях при облучении
206
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
хрома. Так, в [187] приводятся данные, из которых видно легирова-
ние атомами Ст пленки SiO2 толщиной 70 нм на всю глубину. Приме-
нение хромового электрода с подслоем Р2О5 дает наилучший резуль-
тат из всех вариантов, рассматриваемых в [111] и [187] и приведен-
ных в табл. 4.3.
На радиационный дрейф ВФХ МОП-структур оказывает существен-
ное влияние способ нанесения материала затвора. Наиболее широко
используются два способа: метод резистивного и электронно-луче-
вого испарения. Как видно из табл. 4.3, при применении хрома элект-
ронно-лучевое испарение дает наилучший результат. Однако нанесение
хрома плохо вписывается в процесс изготовления микросхем, где ис-
пользуется только алюминий. Для алюминиевых электродов наблю-
дается обратная зависимость: сдвиги характеристик МОП-приборов
больше при нанесении материала затвора электронно-лучевым мето-
дом. Например [187], в случае испарения в вакууме сдвиг характе-
ре. 4.10.
Рис. 4.11.
Рис. 4.10. Распределение атомов А! и SiO2 при нанесении затвора методами ре-
зистивного (7) и электронно-лучевого (2) испарения
Рис. 4.11. Доэовые зависимости напряжения плоских зон структуры поликрем-
ний-диоксид кремния-кремний при различных уровнях ионного легирования
затвора атомами фосфора:
0 - без легирования; 1 - Np =1014 см-3; 2 - 4 • 1014 см-3; 3 - Ю15 см-3; 4 -
4-10исм‘э
4.2. Влияние технологических факторов
207
ристик составлял при дозе 104 Гр -0,15 В, в то время как в случае
электронно-лучевого испарения —0,7 В. Предполагают [189], что в слу-
чае испарения алюминия с помощью электронного луча возникающее
длинноволновое рентгеновское излучение создает в SiO2 дефекты,
которые впоследствии заряжаются при воздействии ионизирующего
излучения. Однако возникает вопрос: почему эти дефекты не отжига-
ются при операции "вжигания”? Эксперименты по стравливанию
SiOj показали (рис. 4.10), что атомы А1 проникают в SiO2-случае рас-
пыления с помощью электронного луча гораздо в меньшем количе-
стве, чем при использовании метода резистивного испарения в ва-
кууме. Кривые, приведенные на рис. 4.10, показывают, что в припо-
верхностной области диоксида кремния концентрации атомов А1
различаются более чем на порядок.
Нанесение поликремниевого затвора в меньшей степени сказывает-
ся на изменении состава диэлектрической пленки. Поэтому радиацион-
ным сдвиг характеристик таких структур больше, чем с алюминие-
выми затворами [111]. В случае легирования поликремниевого за-
твора фосфором возможно в приповерхностной области SiO2 образо-
вание дефектного слоя, что несколько ухудшает радиационную стой-
кость [190]. Так, в [191] проводилось исследование влияния кон-
центрации атомов фосфора в поликремниевом затворе на сдвиг на-
пряжения плоских зон ВФХ-структуры поликремний-диоксид крем-
ния-кремний. Как можно увидеть из зависимостей, взятых из этой
работы и приведенных на рис. 4.11, с ростом концентрации атомов
фосфора чувствительность к ионизирующему излучению возрастает.
4.2.3
ВЛИЯНИЕ УСЛОВИЙ ПОЛУЧЕНИЯ
ДИОКСИДА КРЕМНИЯ
Сравнение свойств пленок SiO2, выращенных на поверх-
ности кремния различными способами (термическое окисление крем-
ния, пиролитическое, реактивное и анодное осаждение), показало
[107], что наиболее совершенными получаются пленки термического
диоксида кремния.
Анализ изменения ширины пиков ИК-поглошения, коэффициентов
преломления и скорости травления показал, что применение термооб-
работок приближает к термической SiO2 остальные виды пленок. Од-
нако полиморфная структура, которой обладает диоксид кремния,
полученный термическим окислением, не достигается. На это указыва-
ют и эксперименты по облучению МОП-структур, полученных методом
термического окисления кремния и реактивного испарения [192]:
во втором случае в результате облучения наблюдается изменение ем-
208
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
Таблица 4.4. Влияние условий окисления кремния на образование
объемного фиксированного заряда в SiOz
НоМ«Р вар**' акт* Условия получения кия диоксида кре.м- Плотность заряда в объеме, 10* Кл/см2
Атмосфера Температу- ра. °C до облу- чения после облучения дозой Ю4 Гр при 0 В
1 Сухой О2 1200 6,7 18
2 То же 1000 1,44
3 — Я — 1200 — 5.9*1
4 Влажный О? (про- пускание через Н2О при 80 °C) 1200 9
5 Влажный О2 925 — 5,5
6 То же 920 2,7 3
7 Пары Н2О 1100 — 4.8
8 То же 1100 — 2,54
9 Пары Н2О + + сухой О2 1000 — 1,84
*1 Облучжие дозой 1,7 • 103 Гр.
*2 Облучение дозой 8 • 102 Гр.
косги диэлектрика МОП-структуры (максимальной величины емкости
на ВФХ). Этот факт, который может быть объяснен либо радиационно
ст0мулированной перестройкой структуры SiOj (изменением диэлект-
рической проницаемости пленки), либо доокислением кремния (изме-
не1<ием толщины пленки), указывает на несовершенство нетермических
пленок, структура которых ближе к аморфной, чем к полиморфной.
Поэтому в настоящей работе приведем анализ влияния технологиче-
ски факторов на радиационные свойства термического SiO2.
Термическое окисление кремния может проводиться в атмосфере
оу^ого или влажного кислорода, а также в парах воды. Сравнение
да)<ных ряда работ [187], представленное в табл. 4.4, показывает, что
на0Лучшими свойствами обладают МОП-структуры, полученные ме-
тодом термического окисления кремния в атмосфере кислорода при
ЮОО °C. Близкий результат получается и при доокислении ’’влажного”
оксида в атмосфере сухого кислорода при 1000 °C. Оптимальность
те><пературы окисления 1000 °C подтверждается результатами работы
(Ц1] (рис. 4.12).
На свойства термического SiO2 при облучении оказывает влияние
и ориентация поверхности кремния. Из рис. 4.13, взятого из [193],
4.2. Влияние технологических факторов
209
видно, что качество пленки двуокиси кремния при ориентации < 100 >
лучше, чем при < 111 >. Аналогичный эффект наблюдается и в случае
процесса образования поверхностных состояний на границе раздела
Si-SiOa-
В последнее время в ряде работ проводилось исследование влияния
окисления в парах НС1 на накопление положительного заряда в SiO2
МОП-структур. Противоречивые сведения свидетельствуют о том, что
эффект улучшения SiOa в значительной степени зависит от концентра-
ции HCL По-видимому, избыток НС1 создает ловушечные центры в
SiOj, а недостаток - не нейтрализует ионы Na и другие положительно
заряженные примесные центры. Наилучшие результаты [194] при окис-
лении во влажной среде были получены при соотношении 80% НаО и
20% НС1, а в сухом кислороде - при добавлении 2% НС1.
В заключение отметим, что на радиационные свойства пленки тер-
мического диоксида кремния оказывает влияние обработка пластины
кремния перед процессом окисления. В [54] рассмотрено влияние раз-
личных обработок поверхности пластин: механическая полировка,
Рис. 4.13,
Рис. 4.12.
Рис. 4.12. Зависимости сдвига порогового напряжения (2) и напряжения плоских
эон (2) МОП-структур (dox =70 нм) при облучении 7-квантами 60Со в дозе 10* Гр
при ty = +10B (я) и Ug =-10 В (б)
Рис. 4.13. Отвит порогового напряжения МОПТ при облучении дозой 104 Гр с раз-
личными напряжениями на затворе:
1 - ориентация SI < 111 > с отжигом; 2 - ориентация Si (111 > без отжига; 3 -
ориентация Si <100) после отжига; 4 - ориентация S1 < 100 > без отжига.
(Окисление Si проводилось в атмосфере сухого кислорода при 1000 °C, а от-
жиг - в азоте при 900 С) 14
14 Зак.2033
210
4 Радиационные эффекты в МДП ИМС
виброполировка, полировка окислением, травлением в газообразном
НС1, полировка частицами SiO2, полировка при помощи ионов Ст2О7
и травление в растворе на накопление заряда в SiO2. Показано, что наи-
лучшие свойства SiOj получаются при травлении в газообразном НС1
или в растворе 380 мл HNO3 + 380 мл HF + 240 мл СН3СООН. Положи-
тельное влияние оказывает и предварительное окисление. МОП-струк-
тура оказывается стабильнее, если предварительно пластина кремния
была окислена до толщины 640 нм и эта пленка затем была стравле-
на [111].
4.2Л
ВЛИЯНИЕ ТЕРМООБРАБОТОК
Термообработка (отжиг) структуры Si-SiO2 после опе-
рации окисления оказывает существенное влияние на радиационный
дрейф характеристик МОП-структур. Данные [187], приведенные
в табл. 4.5, показывают существенное влияние как температуры от-
жига, так и атмосферы, в которой он проводится.
Отжиг в атмосфере азота дает лучший результат, чем отжиг в инерт-
ной атмосфере, что, по-видимому, объясняется образованием оксинит-
рида Si^OyN,, который обладает более низкой чувствительностью к
ионизирующему излучению, чем SiO2. Это подтверждается введением
атомов азота в SiO2 методом ионного легирования. При концентрации
атомов азота около 1016 см-3 у МОП-структур наблюдалась слабая за-
висимость Д1/о от приложенного при облучении напряжения в диапазо-
не от +4 до —4 В. Подобный эффект наблюдается и в пленке SixOyNx,
аналогичные зависимости для которой приведены на рис. 2.29.
Однако процесс ’’нитридизации” SiO2 у различных пленок идет
по-разному. В случае ’’сухого” оксида, выращенного при 1000 °C, уве-
личение температуры отжига в азоте с 825 до 1000 °C приводит к уве-
личению сдвига характеристик с 1,5 до 33 В как при дозе облучения
104 Гр под напряжением +10 В, так и в диапазоне напряжений от -5
до -30 В [111]. В случае ’’влажного” оксида наблюдается обратная
зависимость - сдвиг характеристик уменьшался с 6 до 1 В при облу-
чении при Ug = -ЗОВ и дозе 104 Гр [111].
Отжиг в атмосфере водорода дает, как правило, положительные ре-
зультаты. В большинстве случаев чувствительность МОП-структур к
воздействию излучения уменьшается (см. обзор [194]).
Отжиг готовой МОП-структуры (с нанесенным на поверхность SiO2
металлическим электродом) проводится с целью ’’вжигания" металла,
т. е. улучшения адгезии металлической пленки на поверхности оксида.
4 2. Влияние технологических факторов
211
Таблица 4.5. Влияние условий термообработки на образование
объемного фиксированного заряда в SiOi
Номер вари- анта Способ термического окисления Условия термообра- ботки Плотность за- ряда при 104Гр и Ug^O. Кл/см3
Атмо- сфера Темпера- тура, С Атмо- сфера Темпера- тура, С
1 Влажный О2 1100 Азот 480 2,4 • 1 (Г7
2 Сухо* Oj 1200 — н — 450 2,7 • 1<Г®
3 Влажный О2 925 — н — 900 1,9 • 1 (Г®
4 Влажный О2 1100 — w — 480 4 10’’
5 Сухой 900 или 1250 Гелий 1100 5 • НГ7
• После отжига следовал прогрев при о 250 С до стабилизации канального тока.
Однако, как мы уже знаем из экспериментов по стравливанию, в этом
случае происходит проникновение атомов металла в диэлектрик. Все
это отражается на чувствительности МОП-приборов к радиационному
воздействию. В ряде случаев операция ’’вжитания” используется и в
качестве послеокислительной термообработки. В [ 194} на основе ана-
лиза литературных данных делается вывод о том, что улучшение
свойств МОП-структур наблюдается при температурах отжига, по-
вышающих 400 °C. а ’’вжигание" лучше проводить при 500-550 ®С.
В некоторых работах предполагается, что между А1 и SiOa происходит
реакция с образованием слоя А12О3. Однако в настоящее время нет
полной ясности в том, создают ли атомы А1 центры захвата электронов
в SiO2 или в А12О3. В любом случае накапливаемый отрицательный
Рис. 4.14. Зависимость сдвига напря-
жения плоских зон ВФХ МОП-структу-
ры при облучении дозой 103 Гр от дли-
тельности отжига после термического
окисления:
1 - готж = 1000 °C; 2 - 950 °C; 3 -
900 °C; 4 -850 °C
212
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
заряд частично компенсирует положительный заряд в SiO2, улучшая
свойства МОП-структур.
В заключение отметим, что наряду с температурой и атмосферой
отжига большую роль играет и его длительность [194]. На рис. 4.14
показаны зависимости сдвига напряжения плоских эон ВФХ МОП-
структуры при облучении дозой 103 Гр. Видно, что оптимальная дли-
тельность термообработки зависит от температуры, при которой она
проводится.
4.3
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В МДП ИМС
НИЗКОЙ СТЕПЕНИ ИНТЕГРАЦИИ
Под МДП ИМС низкой степени интеграции будем подразу-
мевать интегральные микросхемы малой и средней степени интеграции,
которые практически не различаются своим поведением при облуче-
нии. Среди ИМС низкой степени интеграции ведущее место заняли
КМОП ИМС*, которые при достаточно высоком быстродействии об-
ладают большой помехоустойчивостью и малой потребляемой мощ-
ностью. Типичными представителями КМОП ИМС низкой степени ин-
теграции являются микросхемы серии CD 4000 фирмы RCA. Эти схемы,
судя по литературным данным, широко внедрены в космическую и
другую технику, работающую в условиях воздействия ионизирующих
излучений. Поэтому в данном разделе будем рассматривать проявления
поверхностных радиационных эффектов в МОП ИМС низкой степени
интеграции только на примере КМОП ИМС.
4.3.1
ОСНОВНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
И РАБОЧАЯ ОБЛАСТЬ КМОП ИНВЕРТОРА
Основной элемент цифровых ИМС — ключ-инвертор (вен-
тиль) . Практически любую логическую схему можно представить в виде
цепочек однотипных инверторов. Схема простейшего КМОП-инверто-
ра ("НЕ”) показана на рис. 4.15, а, а на рис. 4.15, б приведена его стати-
ческая передаточная характеристика (СПХ). На этом же рисунке пунк-
тиром показана ВАХ тока потребления инвертора. Левая ветвь ВАХ
является фактически частью стокозатворной характеристики л-МОПТ,
а правая - р-МОПТ, входящих в состав КМОП-инвертора.
* В КМДП ИМС в настоящее время используется только оксид кремния. По-
этому далее будет обозначение КМОП ИМС.
4.2. Влияние технологических факторов
213
Сопоставляя СПХ и ВАХ на рис. 4.15, б, отметим, что пороги пере-
ключения U„ и U„ схемы не совпадают с UOn и UOp транзисторов. Это
объясняется тем, что сопротивление канала открывающегося транзи-
стора на участке Uol - во много раз больше, чем открытого МОПТ.
При илх « Ua сопротивления каналов обоих транзисторов становятся
соизмеримыми и крутизна СПХ возрастает. При [7ВК = С7пвр (С7пвр -
напряжение переключения) сопротивления каналов становятся рав-
ными и напряжение на выходе
^»ых 0»5Цп!Т>
где С7ПМ1 - напряжение питания схемы. Отметим также, что уровень
логической единицы (I/1) в КМОП-инверторе практически равен на-
пряжению питания, а уровень логического нуля (С7°) - нулю. Мак-
симальное значение ’’сквозного” тока имеет место при минимальной
сумме сопротивлений каналов л-МОПТ и р-МОПТ.
Напряжение переключения можно определить, воспользовавшись
выражением (4.16) для стокоэатворной характеристики МОПТ [195]:
^пер —
V (^пит ~ ^Ор) + UOn
(4.15)
где 170„ и UOp — пороговые напряжения л-канального и р-канального
v *ол(1 + V
транзисторов соответственно; Хк =----------------— — отношение при-
АГ0„<1 + Пл)
Л с. 4.15. Схема КМОП-инвертор» (а)
и его прямая (I) к обратная (II)
оптические передаточные характеристи-
ки (5). Пунктирам показана ВАХ
тока потребления от 1%х
214
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
веденной крутизны л-МОПТ к приведенной крутизне р-МОПТ; т?р и
т?л — коэффициенты влияния материала подложки.
Помехоустойчивость КМОП ИМС в случае цепочки однотипных
инверторов можно определить по прямой и инверсной СПХ [196].
На рис. 4.15, б показано определение величины допустимой помехи.
Максимальная величина помехи при переключении из состояния
”1” в состояние ”0” равна [(Ц1ом)доп]макс ~ 4>ер» а из ”0” в ”1”
равна [(Ц?ом) доп] махе ~ UmT “ ^4хер‘
На практике допустимую помеху часто определяют по порогам
срабатывания UJ и (/п°- равным значениям выходного напряжения,
при которых
-------=*! [195]. В этом случае
I
• Ч,* - ЧЛ., =>
(^пом)доп = ^в'ых ~ Un ** Ушат - £/„•
(4.16а)
(4.166)
Из рис. 4.15, б нетрудно увидеть, что КМОП ИМС обладают высо-
кой помехоустойчивостью. При ипл1 = 5 В допустимые величины по-
мех могут превышать 2 В.
Быстродействие микросхем характеризуется средней задержкой
распространения сигнала F3p, которая равна
Gp = 0,5 (Г‘р° + г“р‘), (4.17)
Рис. 4.16. Рабочие области КМОП-инвер-
тора при различных напряжениях пита-
ния к определение работоспособных и
отказавших инверторов с их помощью:
1 и 2 — области значений пороговых на-
пряжений до облучения и после; 3 —
дрейф пороговых напряжений
4.3. Эффекты в МДП ИМСнизкой интеграции
215
где г»° - задержка переключения из состояния ”1” в ”0”; Г°р - задерж-
ка переключения из состояния ”0” в ”1”. Эти задержки можно опре-
делить из формул [197]:
1+ Пп
^ОяСЦшТ “
и
^зр —
1 ♦Пр________
^Ор(^пит ~ I UOpI )3
(4.18а)
(4.186)
где Cj - суммарная емкость на выходе инвертора, равная сумме ем-
костей нагрузки Сн, межсоединений Си и выходной инвертора С>ых.
Ток потребления МОП ИМС в состоянии ”0” и ”1” обусловлен то-
ками утечки р- и л-канального МОПТ соответственно. В МОП БИС зна-
чительную роль могут играть утечки в периферийных областях.
Изменение помехоустойчивости и других параметров микросхем
ограничено их предельно допустимыми значениями. Подставляя эти
значения в (4.16) и (4.18), можно определить предельно допустимые
параметры МОПТ (пороговое напряжение и крутизну). Эти ограниче-
ния удобно изобразить в виде рабочей области, представляющей
собой область допустимых значений параметров МОПТ. Для фиксиро-
ванной приведенной крутизны МОПТ рабочая область имеет вид, по-
казанный на рис. 4.16.
Ограничения на радиационное изменение параметров КМОП ИМС,
изложенные выше, накладывают ограничения на изменение параметров
МДП-транзисторов, входящих в состав инверторов. Область допусти-
мых параметров МДПТ в КМОП-инверторе (рабочая область [198])
показана на рис. 4.16: границы А выражают ограничения по току по-
требления. границы Б — по помехоустойчивости и границы В — по вре-
мени задержки распространения сигнала. (Если ограничения вводятся
на и t}p отдельно.) Область допустимых параметров, как видно
из рис. 4.16, значительно зависит от напряжения питания.
Применение рабочей области позволяет определить долю отказав-
ших приборов при данном уровне воздействия ионизирующего излу-
чения. Действительно, наложив результаты работы [199] на рабочую
область при С7ПИТ = 5 В, нетрудно определить число образцов, вышед-
ших за ее пределы (pic. 4.16). С другой стороны, рабочая область
позволяет оценить по дрейфу пороговых напряжений UOn и UOp пре-
дельную дозу облучения. Кривая, изображенная на рис. 4.16, построе-
на по результатам [186]. Пересечение этой кривой с границей рабочей
области показывает, что отказ для данной комплементарной пары
ожидается при дозе D а 103 Гр.
216 * Радиационные эффекты в МДП ИМС
4.3.2
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В КМОП ИМС
Изменение порогового напряжения и крутизны МОПТ при
воздействии ионизирующих излучений приводит к деградации пара-
метров КМОП ИМС. Сдвиг стокозатворной характеристики л-МОПТ
в сторону отрицательных напряжений на затворе приводит к уменьше-
нию помехоустойчивости логического устройства, а при переходе поро-
гового напряжения в область отрицательных значений — к резкому воз-
растанию тока потребления микросхемы. В случае радиационного
дрейфа пороговых напряжений л-МОПТ и р-МОПТ в сторону их увели-
чения согласно (4.18) снижается быстродействие КМОП ИМС.
Фирмой Sandia введены следующие критерии отказов КМОП ИС
низкой степени интеграции [200]:
1) Недостаточная помехоустойчивость. Статическая передаточная
характеристика КМДП инвертора смешается вдоль оси напряжений на
входе таким образом, что напряжение переключения (/пвр (4.15) ста-
новится менее 2 В или более 8 В при Ц,мт = 10 В. Изменение СПХ ин-
вертора в результате облучения показано на рис. 4.17. Накопление по-
ложительного заряда в подзатворном диэлектрике МОП-транзисторов
приводит к увеличению £/Ор и уменьшению (70и, что проявляется в сдви-
ге СПХ в сторону меньших величин С7>х.
2) Токи утечки в цепи питания превышают 1(Г4 А. Резкое возраста-
ние тока в цепи стока и МОПТ, являющееся причиной возрастания тока
потребления КМОП ИМС, обусловлено, как уже отмечалось выше, от-
пиранием МОП-транзистора с л-каналом. Поскольку в промышленности
пороговое напряжение принимается равным напряжению на затворе,
при котором ток стока МОПТ равен 0,1 мА, то отпирание транзистора
будет, когда при UKX =0 ток превысит 0,1 мА. Кроме отпирания л-МОПТ
имеет место и увеличение токов утечки р-п-перехода стока (см.
разд. 4.1). В этом случае на дрейф порогового напряжения будут накла-
дываться более жесткие ограничения.
Рис. 4.17. Изменение СПХ КМОП-инвер-
тора при малом (а) и большом (б)
изменении крутизны МОПТ
4.3. Эффекты в МДП ИМС низкой интеграции
217
3) Время задержки распространения сигнала увеличивается в 4 раза
Увеличение порогового напряжения р-канального МОПТ, а в ряде слу-
чаев (см. рис. 4.7, б) и и-МОПТ, вызывает согласно_(4.18) возрастание
времени задержки распространения сигнала. Рост 7эр в тактируемых
ИС приводит к сбою их работы.
4) Отсутствие переключения. Сигнал на выходе микросхемы не из-
меняется при подаче импульсов на вход схемы. В этом случае за пре-
дельную принимается доза, при которой отказало 90% образцов. Этот
критерий применяется в случае, когда использовать критерий 1) затруд-
нительно (например, в схемах средней степени интеграции). Как из-
вестно, радиационная стойкость любых изделий электронной техники
имеет разброс, обусловленный, в частности, флуктуацией технологиче-
ского процесса и параметров исходных материалов. Интегральная кри-
вая распределения отказов имеет вид, представленный на рис. 4.18, а
(I — область нормального функционирования). Уровень отказов 0,02
соответствует порогу области деградации (отказов) II , а уровень
0,98 - порогу области полной потери работоспособности III [201].
В данном случае фирма Sandia установила порог области III на уров-
не отказов 0,90.
Надо сказать, что потеря работоспособности, выражающаяся в отсут-
ствии переключения, хорошо коррелирует с уменьшением помехоустой-
чивости. Результаты эксперимента, в котором определялась работоспо-
собность триггеров и контролировалась помехоустойчивость инверто-
ре. 4.18. Общий вид распределения от-
казов (а) и экспериментальные зави-
симости величины допустимой помехи
уровня ”0" (/) и ”1” (2) интерторов и
числа отказавших триггеров (j) от до_
зы ионизирующего излучения
218
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
Таблица 4.6. Результаты определения фирмой Sandia доз
для серийных КОМП ИМС низкой степени интеграции [200] (режимы 1-4)
Фирма-изго- товитель 1 2 3 4
Вкл. Выкл- Вкл. Выкл. Вкл. Выкл. Вкл. Выкл.
National Semi- conductor CIO3 ~103 <103 — — ~103 <103 >103
Solid State Scientific CIO3 ~103 <103 >103 — ~103 <103 > 103
Hanis Semi- conductor <103 <103 <103 <103 ~103 <103 >103 > 103
Inselek — — <103 <103 <103 <103
Motorola <103 >10® ~102 >10® — >10® <103 > 10®
Solitron >10s ~ 104 >10® ~104 <10® ~104 >10® > 10®
RCA ~104 >10® ~104 >10® >104 >104 >104 >10®
RCA <104 >10® >103 >10® ~104 <10® ~ 104 > 10®
Примечания: 1. У серийных ИМС, как правило, не использовались мето-
ды, приводящие к повышению радиационной стойкости.
2. Цифрами обозначены критерии отказов, предложенные фирмой Sandia.
3. Дозы даны в греях.
ров, входящих в их состав, представлены на рис. 4.18, б. При уменьше-
нии помехоустойчивости до долей вольта начинаются отказы триггеров.
Применение описанных выше критериев отказа КМОП ИМС иллю-
стрируется данными табл. 4.6, где представлены результаты испытаний
в двух режимах: ”Вкл.” и ”Выкл.”. Это обусловлено спецификой про-
цесса накопления заряда в подзатворном диэлектрике МДПТ: накоплен-
ный заряд зависит от напряжений на затворе и стоке при облучении
(см. рис. 4.1 и 4.5). Поскольку нет полной ясности, при каком напря-
жении на затворе (0 или -Цгнт) будет наибольший сдвиг порогового
напряжения р-МДПТ (см. рис- 4.1, б), то инверторы испытывают в
двух состояниях. В случае микросхем, состоящих из цепочек инвер-
торов, ’’слабым местом” может оказаться инвертор в середине цепоч-
ки. Это обстоятельство является причиной испытания в двух режи-
мах и КМОП ИМС средней степени интеграции.
4.3.3
ПОВЫШЕНИЕ РАДИАЦИОННОЙ
СТОЙКОСТИ КМОП ИМС
Для повышения радиационной стойкости МОП ИМС низ-
кой степени интеграции используются те же технологические методы,
что и для МОПТ, так как работоспособность этих изделий практиче-
4.3. Эффекты в МДП ИМС низкой интеграции 219
ски всецело определяется изменением параметров транзисторов. В раз-
работке МОП ИМС низкой степени интеграции с повышенной радиа-
ционной стойкостью выделяют три основных этапа [202]. Первый
этап включает в себя проектирование топологии, технологического
процесса и схемы с главной целью - обеспечение радиационной стой-
кости. Второй этап - контроль технологических процессов при изго-
товлении ИМС. На третьем этапе осуществляется контроль радиацион-
ной стойкости изделий на пластинах. Все эти мероприятия позволяют
обеспечить заданные свойства изделий на выходе производства. Рас-
смотрим их более подробно.
На этапе проектирования ИМС и выбора технологического про-
цесса закладываются основные свойства изделия. Рекомендуемая то-
пология МОПТ с n-каналом показана на рис. 4.19, а [202]. На этом
рисунке р* -стой предотвращает образование инверсионного слоя под
толстым оксидом в результате накопления в нем положительного заря-
да и, следовательно, значительно уменьшает токи утечки. В случае от-
сутствия р* -области наблюдается быстрое возрастание тока утечки с
увеличением дозы ионизирующего излучения, как это показано на
рис. 4.19, б. Образование достаточно малой плотности положитель-
ного заряда в тонком поэатворном диэлектрике достигается выбо-
ром диэлектрика и материала затвора, а также оптимизацией парамет-
ров технологии их получения. Эти вопросы были подробно рассмотре-
ны в разд. 4.2 настоящей главы. Каждый изготовитель, как правило,
Рис. 4.19. Топология л МОПТ (в) и изменение тока потребления при облучении
КМОП ИМС без р* -слоя (б):
1 — область затвора; 2 - область тонкого подзатворного оксида
220
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
Таблица 4.7. Предельная доза для опытных КМОПИМС
(дозы даны в греях)
Фир ма- га го то- Особенности технология e- 1 2 3 4
житель ского про- цесса Вкл. Выкл. Вкл. Выкл. Вкл. Выкл. Вкл. Выкл.
Hughei Aircraft Окисление в сухом кислороде при о 1000 С ~io® >10S * * * * ~103 >10® <10® ~10® >10* >10®
Rockwell Internati- onal RCA Локирова- ние оксида хромом >10* >10* >10* >10® >10® >10® >10® >10®
Легирова- ние алюми- нием окси- да в л-МОПТ >10® >10® >105 >10s >10* С105 >105 >10®
RCA Применение двухслой- ного диэлект- рика SiOj ♦ + Ali Oj <10® >10* ~104 >10® CIO5 <105 ~105 >105
Таблица 4.8. Возможности технологии ИМС низкой
степени интеграции
Характеристика ТТЛ ИМС с диэлектри- ческой изоляцией КНС КМОП ИМС
Допустимый интегральный поток нейтронов 3•10>4 нейтр./см2 5 • 1015 йейтр./см2
Допустимая интегральная Более 105 Гр Более 10s Гр
доза ионизирующего излучения (более 10’ рад) (более 10’ рад)
Допустимая мощность 3 10’ Гр/С 10® Гр/с
ДОЗЫ (3-ю’рад/с) (Ю10 рад/с)
Быстродействие 25 МГц 60 МГц
Мощность на вентиль 10 мВт 0,2 мВт
выбирает свой путь решения задачи снижения чувствительности под-
затворных диэлектриков к воздействию ионизирующих излучений.
Примеры решения этой задачи различными фирмами-изготовителя-
ми КМОП ИМС представлены в табл. 4.7, в которой использованы
те же обозначения, что и в табл. 4.6.
Приведенные в табл. 4.7 данные показывают, что наилучшими свой-
ствами обладают образцы КМОП ИМС фирмы Rockwell Int. Сравнение
4.3. Эффекты в МДП ИМС низкой интеграции
221
свойств этих КМОП ИМС с биполярными ТТЛ ИМС, имеющими ди-
электрическую изоляцию, позволяют сделать данные табл. 4.8. Ис-
пользование КНС-структуры позволяет значительно снизить иониза-
ционные токи при воздействии мощного импульса ионизирующей ра-
диации и избежать "тиристорного эффекта”. Отметим также, что, как
сообщается в [203], ’’легирование хромом требует всего один фото-
шаблон и одну дополнительную технологическую операцию”. Но эти
мероприятия обеспечивают высокую радиационную стойкость КМОП
ИМС.
При проектировании схемы должны быть учтены изменения пара-
метров МДПТ. В этом случае для обеспечения помехоустойчивости и
быстродействия оптимизируются размеры МОПТ [204] и, таким обра-
зом, ширина рабочей области. На этом же этапе определяется опти-
мальное напряжение питания, так как, с одной стороны, увеличение
напряжения на затворе МОПТ при облучении увеличивает сдвиг поро-
гового напряжения (см. рис. 4.1, б), а с другой — расширяет допусти-
мый диапазон этого сдвига (см. рис. 4.16).
При производстве КМОП ИМС необходим жесткий контроль пара-
метров технологического процесса, так как радиационная стойкость
этих изделий весьма чувствительна к его флуктуациям. Поэтому даже
в небольшой выборке изделий (около 20 шт.) возможен значитель-
ный разброс КМОП ИМС по радиационной стойкости. На рис. 4.20 пред-
ставлены интегральные кривые распределения отказов КМОП ИМС
типа CD 4041А и CD4049A. Кривые построены по результатам испыта-
ний партии КМОП ИМС по 20 изделий в каждой [205]: наилучшие и
наихудшие образцы изделий различаются по радиационной стойкости
в 10 раз и более.
Рис. 4.20. Распределение отказов КМОП
ИМС типа CD4041A (2) и CD4049A (2) 0 .
ттгао* Аттиаамагы а
по дозе облучения
222
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
При контроле готовой продукции целесообразно контролировать
радиационную стойкость изделий. Для этого в [20.2] предлагается
проводить периодические испытания партий изделий. Однако кривые
на рис. 4.20 говорят о необходимости проведения стопроцентного
контроля радиационной стойкости изделий. Если считать, что флуктуа-
ции радиационной стойкости обусловлены макронеоднородностями
и в пределах чипа МОПТ мало отличаются друг от друга, то целесо-
образно ввести контроль радиационной чувствительности тестовых
структур, изготовленных на одном чипе с микросхемой. Для этой цели
можно использовать либо локальное облучение электронным лучом
[69, 79], либо рентгеновское излучение £кв = 10 кэВ с резким краем
луча [206]. Для контроля качества подзатворного диэлектрика может
быть использована также высокополевая инжекция электронов [77].
Образование дырок в результате ударной ионизации в предпробойном
режиме приводит к образованию положительного заряда. Инжектируе-
мый в оксид заряд электронов коррелирует с дозой облучения т-кван-
тами.
Таким образом, введение перечисленных выше мероприятий позво-
лит обеспечить стабильный выпуск КМОП ИМС с заданной радиацион-
ной стойкостью.
4.4
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В МОП ИМС
ВЫСОКОЙ СТЕПЕНИ ИНТЕГРАЦИИ
К МОП ИС высокой степени интеграции будем относить
большие интегральные схемы (БИС). Их отличают от ИМС низкой
степени интеграции меньшие размеры транзисторов, а также боль-
шая функциональная сложность и значительно большее быстродей-
ствие. С повышением быстродействия стираются различия в потребляе-
мой мощности между КМОП ИМС и другими видами ИМС из-за воз-
растания динамической составляющей. Следовательно, МОП БИС, по-
строенные на п-канальных МОПТ, благодаря своему высокому быст-
родействию могут успешно конкурировать с КМОП БИС.
Результаты работ [207] и [208] показывают, что как и у МОП ИМС
низкой степени интеграции, у МОП БИС определяющую роль в поте-
ре их работоспособности играет изменение параметров МОПТ. Поэто-
му, прежде чем анализировать радиационные эффекты в БИС, рас-
смотрим особенности радиационных эффектов в МОПТ с малыми
размерами.
4.4. Эффекты в МОП ИМС высокой интеграции
223
4.4.1
ОСОБЕННОСТИ РАДИАЦИОННЫХ ЭФФЕКТОВ
В МОПТ С КОРОТКИМ И УЗКИМ КАНАЛОМ
Уменьшение длины канала МОПТ приводит к появлению
некоторых существенных особенностей [209]: а) зависимости по-
верхностного потенциала вблизи истока от напряжения на стоке;
б) возникновение ’’горячих” носителей заряда в канале; в) сниже-
ние пробивного напряжения подзатворного оксида и т. д.
Ряд особенностей возникает и при уменьшении ширины канала
МОПТ.
Все эти особенности возникают вследствие усиления роли крае-
вых эффектов. Поэтому одномерное приближение для описания ВАХ
МОПТ малых размеров непригодно. Требуется двумерное и даже трех-
мерное приближение [209]. На рис. 4.21 из [210] приведена зависи-
мость порогового напряжения МОПТ от длины канала. Как можно
увидеть из этой кривой, эффект короткого канала начинается при
/к = 4 мкм. На этом же рисунке пунктиром показана зависимость поро-
гового напряжения МОПТ от ширины канала, взятая из [211]. Эффект
узкого канала проявляется при тех же размерах, что эффект короткого
канала.
В случае субмикронных размеров появляются принципиально но-
вые механизмы переноса заряда — баллистические, когда носители за-
ряда ’’пролетают” от истока до стока, не теряя энергии на фононы.
В кремниевых приборах такие эффекты наблюдаются при длине кана-
лов порядка нескольких десятков нанометров.
Все сказанное выше свидетельствует о том, что аналитические за-
висимости вида (4.1) непригодны для расчета ВАХ МОПТ малых раз-
Рис. 4.21. Зависимость порогового
напряжения л МОПТ от длины канала.
Сплошные кривые при толпжне подэа-
творного диэлектрика 100 нм (2),
70 нм (2), 40 нм (3) и 20 нм (4) и ши-
рина канала (-----)
224
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
меров. Для этого используют либо численные методы расчета на ЭВМ,
либо упрощенные выражения с эмпирическими коэффициентами.
Это затрудняет анализ радиационных эффектов в таких приборах.
Поэтому исследователи в настоящее время ограничились экспери-
ментальными наблюдениями.
Особенности МОПТ малых размеров проявляются и при облуче-
нии ионизирующими излучениями. В (212] исследовали влияние дли-
ны канала в диапазоне от 1,0 до 9,3 мкм на изменение порогового
напряжения МОПТ с л-каналом, вызванное воздействием ионизирующе-
го излучения. Результаты эксперимента, представленные на рис. 4.22, а,
наглядно показывают увеличение чувствительности МОПТ к у-облу-
чению от источника 60 Со (облучение проводили при мощности дозы
1,93 • 10* Гр/ч при напряжении на затворе +0,5 В, на подложке -1 В и
нулевых напряжениях на стоке и истоке) при уменьшении длины ка-
нала. У МДПТ с длиной канала 1 мкм сдвиг порогового напряжения
почти в 2 раза превышал сдвиг ДС/0 л у МОПТ с 1К = 93 мкм.
Уменьшение ширины канала также оказывает влияние на чувстви-
тельность МОПТ к воздействию ионизирующих излучений. Наблюда-
ется возрастание сдвига порогового напряжения. Этот эксперименталь-
ный факт иллюстрируется на рис. 4.22, б [211], в работе проводилось
исследование л-канальных МОПТ.
Сопоставляя зависимости на рис. 4.21, 4.22, а и б, видим, что эффект
малых размеров при облучении, заключающийся "в большем измене-
нии порогового напряжения, начинается при у ** 10 мкм, т. е. при боль-
ше. 4.22. Изменение порогового напряжения при облучении л МОПТ с различной
длиной (в) и шириной (б)
4.4. Эффекты 4 МОП ИМС высокой имтесрвции
225
ших размерах, чем без облучения. Краевые эффекты как бы усилива-
ются при воздействии излучений.
Усиление чувствительности порогового напряжения МОПТ при
уменьшении длины канала объясняется увеличением напряженности
электрического поля в подзатворном диэлектрике, что приводит к
росту (ДЦ»)и«с и« следовательно, сдвигу порогового напряжения при
любой дозе облучения. Вклад в увеличение падения напряжения в под-
затворном диэлектрике дают электрические поля обедненных обла-
стей стока и истока. Кроме того, не исключается ’’загрязнение” значи-
тельной части оксида атомами примеси при формировании областей
стока и истока.
В случае уменьшения ширины канала эффект возрастания чувстви-
тельности порогового напряжения МОПТ к ионизирующему излуче-
нию объясняется влиянием краевого поля на ступеньке толстый ок-
сид — тонкий оксид. Именно это поле вызывает изменение поверхност-
ного потенциала в канале и, следовательно, порогового напряжения:
оно больше в узкоканальном транзисторе по сравнению с широкока-
нальными. При воздействии излучений, как отмечается в [211], в
толстом оксиде накапливается больший положительный заряд, чем в
тонком. Вследствие этого поверхностные потенциалы и пороговые
напряжения у узкоканальных и широко к анальных приборов становят-
ся одинаковыми. Однако, поскольку у них различались начальные
значения, то сдвиг ДС/ОИ У МОПТ с узким каналом получается больше,
чем у обычных МОПТ.
Кроме того, в п МОП БИС на изменение пороговых напряжений на-
кладываются более жесткие требования, чем в КМОП ИС. Сдвиг UOn
иногда не должен превышать 0,3 В [213]. Часто этим объясняется низ-
кая радиационная стойкость коммерческих п МОП БИС, при проекти-
ровании которых не учитывался радиационный дрейф параметров.
4.4.2
ОСОБЕННОСТИ РАДИАЦИОННЫХ
ИСПЫТАНИЙ МОП БИС
Определение работоспособности МОП БИС путем радиа-
ционных испытаний на моделирующих установках встречает ряд труд-
ностей. Они заключаются в выборе режима испытаний, критериев от-
каза и метода контроля работоспособности образцов. Рассмотрим эти
аспекты испытаний МОП БИС более подробно.
Выбор электрического режима достаточно просто решается при
испытаниях схем памяти (БИС ЗУ). Облучение в режиме хранения
”1” или ”0” является эквивалентным испытанию КМОП ИМС низкой
степени интеграции. Сложнее дело обстоит с радиационными испыта-
15 Зак.203Э
226
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
Таблица 4.9. Радиационная стойкость коммерческих п
МОП микропроцессоров
Фирма-изго- Тип мик- Уровень облучения при смещении, Гр
товитель ропро- цессора 10 17 27 ЭО 100 (без смещения)
Intel 8080ACPU 9/10 4/10 0/10 0/10 9/10 Fihchfld F-8 CPU 10/10 9/10 4/10 1/10 10/10 MUSTEK F-8 PSU 9/10 5/10 1/10 0/10 10/10 Примечания: 1. Приведено отношение числа работоспособных изделий к общему числу изделий к выборке. 2. При испытаниях подавалось смешение, рекомендуемое для термололевых обработок.
Таблица 4.10. Результаты испытаний КМОП микропроцессоров типа 1802
Напряжение питания при облучении, В Динамический режим при облучении Уровень отказа при дозе, Гр
5,0 Ф 130
5,0 С 90
10,0 с + ос 70
Примечание. В таблице приняты следующие обозначения вида работы
микропроцессоров: Ф - режим функционирования; С - переключающийся асин-
хронный режим; ОС - высокий входной уровень и импульсный режим.
ниями логических МОП БИС (АЛУ, микропроцессоров и других
схем). Какой электрический режим (код на входах микросхемы)
является критическим, как правило, не известно. В идеальном случае
необходимо провести поиск узких мест в микросхеме и задать такой
код на входе МОП БИС, чтобы на входе критического (самого чув-
ствительного) узла схемы была, например, ”1”. На практике такого
анализа никто не проводит, а при испытаниях либо задают режим,
рекомендованный для термополевых обработок [214], либо облу-
чают в динамическом режиме [215], либо без подачи электрического
режима. Во всех этих случаях наиболее ’’тяжелый” режим для БИС
не реализуется.
Влияние статического электрического режима на радиационную
стойкость п МОП БИС наглядно показано в табл. 4.9 [214]. Вид ди-
намического режима также оказывает влияние на работоспособность
МОП БИС при воздействии ионизирующего излучения. В [215] опи-
сываются результаты испытаний коммерческих КМОП микропроцес-
соров 1802, которые представлены в табл. 4.10.
4.4. Эффекты в МОП ИМС высокой интеграции
227
Таким образом, специфические особенности поверхностных радиа-
ционных эффектов предъявляют требование корректного выбора элект-
рического режима при облучении МОП БИС.
Выбор критерия отказа интегральных схем высокой степени инте-
грации также является непростой задачей. Дело в том, что статические
величины выходных уровней ”1” и ”0” не несут информации о работо-
способности БИС. Для определения работоспособности МОП БИС по
результатам статических измерений может быть использован только
ток потребления. Постепенное возрастание этого тока обусловлено, как
правило, проявлением токов утечек в микросхеме, а резкое увеличе-
ние, вызывающее отказ, обычно наблюдается при переходе порого-
вого напряжения л-канального МОПТ через 0. Типичные зависимости
тока потребления КМОП БИС от дозы радиации показаны на рис. 4.23, а
[215]. Кривые 2 и 3 демонстрируют возрастание тока при отпирании
п МОПТ. Виды зависимостей пороговых напряжений п МОПТ от дозы
облучения показаны на рис. 4.1, а. Если компенсация положительного
заряда в подзатворном оксиде отрицательным зарядом ПС в п МОПТ
приводит к тому, что пороговое напряжение л-канального транзи-
стора не переходит через нулевой уровень (кривая 3 на рис. 4.7, б), то
отказ всецело обусловлен ростом токов утечек р-и-переходов (исто-
ков, стоков и кармана). В этом случае (кривая 4 на рис. 4.23, а) ток
утечки возрастает плавно с увеличением дозы. Простым и широко рас-
пространенным критерием отказа МОП БИС является уровень такто-
вой частоты. В [216] исследовались изменение тактовой частоты ра-
Рис. 4.23. Изменение в результате облучения микропроцессора 1802:
а - ток потребления в статическом режиме: б - максимальная тактовая частота
при напряжениях питания 10 и 5 В:
1 - КМОП БИС КНС; 2 и 3 - серийные БИС изготовителей и С3; 4 - специ-
альные КМОП БИС
228
4. Лдиационные эффекты в МДП ИМС
Таблица 4.11. Результаты определения работоспособности МОП БИС
(микропроцессора 1802) от типа тестера
Образец Тип тестера Macrodata Система Система MD 154 NELC NRL COSMAC
1 2 3 Исправен Неисправен Неисправен Исправен Неисправен Исправен Неисправен Исправен Исправен
боты КМОП микропроцессора типа 8085 и увеличение тока потребле-
ния этой микросхемы, вызванное воздействием ионизирующего из-
лучения. Сравнение полученных экспериментальных зависимостей по-
казывает корреляцию результатов определения радиационной стойко-
сти МОП БИС по этим критериям, что объясняется примерно одинако-
вым изменением пороговых напряжений р МОПТ и п МОПТ. Резуль-
таты определения предельной тактовой частоты приведены на
рис. 4.23, б [217].
Более точно работоспособность микропроцессоров и других БИС
определяется с помощью специальных тестеров. Эти тестеры представ-
ляют собой фактически мини-ЭВМ. Редко имеется возможность по-
ставить их рядом с источником ионизирующего излучения. Поэтому
требуется время для переноса образцов МОП БИС от места испытаний
до места измерений, что занимает иногда несколько часов и даже суток
[218] *. С другой стороны, разные тестеры показывают отказы при раз-
ных уровнях облучения микросхем. Так, например, в [219] приводят-
ся данные о тестировании микропроцессора 1802 (табл. 4.11), которые
не позволяют сделать заключение о работоспособности изделия.
Таким образом, наряду с задачей установления наиболее ’’тяжелого”
режима облучения МОП БИС остро стоит задача выбора наиболее точ-
ного теста для определения их работоспособности после облучения.
4.4.3
ВЛИЯНИЕ УСЛОВИЙ ОБЛУЧЕНИЯ
НА РАДИАЦИОННУЮ СТОЙКОСТЬ
Важным параметром, влияющим на работоспособность
МОП БИС в условиях воздействия ионизирующих излучений, являет-
ся напряжение питания. С одной стороны, при увеличении напряже-
* В [218] образцы МОП БИС при транспортиров хе помешали в сухой лед для
уменьшения отжига.
4.4. Эффекты в МОПИМСвысокой интеграции
229
ния питания (и, следовательно, величин напряжений на затворах тран-
зисторов) возрастает изменение порогового напряжения МОПТ (см.
рис. 4.1, б). С другой стороны, увеличение напряжения питания рас-
ширяет границы допустимых значений пороговых напряжений (см.
рис. 4.16). Как показывает практика, рабочая область цифровых схем
расширяется в большей мере, чем возрастает дрейф пороговых напря-
жений МОПТ. Поэтому с увеличением напряжения питания отказы
МОП БИС наступают при больших значениях дозы. Так, например, в
[199] БИС ЗУ в случае UnuT = 4 В отказала при дозе 100 Гр, а в слу-
чае С/пит = 5 В — при 250 Гр. В [217] показано, что при заданной так-
товой частоте работы микропроцессора 1802 предельная доза при Ц,ит =
= 10 В практически в 10 раз больше, чем при Umr =5 В (см. рис. 4.23,б).
Специфические особенности поверхностных радиационных эффек-
тов проявляются в зависимости предельной дозы, при которой насту-
пает отказ МОП БИС, от мощности и характера воздействия ионизирую-
щие. 4.24. Распределение числа отказав-
ших МОП БИС по дозе облучения при
различной мощности дозы
Рис. 4.25. Радиационная стойкость микропроцессоров в зависимости от длитель-
ности облучения:
1 - 150 нс; 2 - 1 мкс от источника LINAC; 3 - более 5 с от источника 60Со;
I — область сохранения; П - область потери работоспособности
230
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
щего излучения. Снижение мощности дозы приводит (как показано
в гл. 2) к уменьшению радиационного дрейфа порогового напряжения
МОПТ и, таким образом, к повышению радиационной стойкости МОП
БИС. На рис. 4.24 [220] представлены зависимости, связывающие пре-
дельные дозы 7-излучения с долей отказавших БИС ЗУ при различной
мощности дозы. С уменьшением мощности дозы доля отказавших
приборов при заданной дозе уменьшается. В статье приводятся следую-
щие экспериментальные данные: с вероятностью 10% при мощности
дозы = 5,3 • 103 Гр/ч КМОП БИС ЗУ откажет при 10 Гр, а при мощно-
сти дозы Р2 = 5,9 • 10"1 Гр/ч - при дозе 43 Гр.
Важное значение для корректного определения радиационной стой-
кости МОП БИС имеет характер воздействия ионизирующего излуче-
ния при моделирующих испытаниях; короткие или длинные импуль-
сы, непрерывное облучение. В [221] проводились радиационные испы-
тания микропроцессоров при импульсном (длительность 1,8 мкс)
и непрерывном воздействии у-излучения. Отказы в обоих излучениях
наблюдались в диапазоне доз от 103 до 104 Гр. Однако в [222] были
выявлены существенные различия предельных доз при облучениях
короткими импульсами (150 нс), длинными импульсами (1 мкс) и
непрерывном у-облучении (более 5 с). Результаты экспериментов,
представленные на рис. 4.25, не позволяют выявить определенной
зависимости радиационной стойкости МОП БИС от длительности
импульсов. Различные типы микросхем ведут себя по-разному.
Влияние температуры на радиационную стойкость МОП БИС ди-
намических ЗУ различных изготовителей исследовалось в диапазоне
от -60 до +70 °C [223]. Отказ фиксировался по появлению однобито-
вой постоянной ошибки. Результаты экспериментов показали тенден-
цию к уменьшению предельной дозы при увеличении температуры, что
объясняется ростом токов через МОП-структуры (рис. 2.21, б), ко-
торая является конденсатором, запоминающим информацию. В ста-
тических МОП БИС при уменьшении температуры наблюдается сни-
жение предельной дозы облучения.
Среди БИС выделяются два вида схем: выполняющие арифметико-
логические действия и запоминающие устройства. К первому виду
БИС относятся микропроцессоры, АЛУ и др. В случае статического
электрического режима при облучении радиационная стойкость обо-
их видов БИС, сделанных по одной технологии, практически одинако-
ва. В случае облучения в динамическом режиме она различается.
Так, облучение схем ОЗУ и микропроцессоров от источника б0Со мощ-
ностью дозы от 1 до 5 Гр/с, при котором в БИС памяти производилась
запись всех нулей либо всех единиц, а в БИС микропроцессора шла
программа длиной 125 16-битных слов, показало [218], что радиацион-
ная стойкость микропроцессоров выше, чем БИС ОЗУ. Это объясняет-
ся более частым обновлением информации в первом случае.
4.4. Эффекты в МОП ИМС высокой интеграции
231
4.4.4
РАДИАЦИОННАЯ СТОЙКОСТЬ МОП БИС
И МЕТОДЫ ЕЕ ПОВЫШЕНИЯ
Данные, приведенные в табл. 4.9 и 4.10, свидетельствуют
о более высокой чувствительности МОП ИМС высокой степени инте-
грации к воздействию ионизирующих излучений по сравнению с дис-
кретными МОПТ и ИМС низкой степени интеграции. Это объясняется
в первую очередь повышением чувствительности к облучению МОПТ
малых размеров (см. подразд. 4.4.1), а также возрастающей ролью
так называемого “полевого” (толстого) оксида. Рассмотрим основ-
ные пути улучшения радиационной стойкости микросхем с высокой
степенью интеграции.
Уменьшение размеров МОПТ приводит к возрастающей роли меха-
нических напряжений в "окнах” диэлектрика структуры толстый ок-
сид — полупроводник. Поэтому эффективным средством улучшения
радиационных характеристик МОП БИС является снижение температу-
ры окисления для получения тонкого подзатворного оксида и умень-
шение его толщины. Так, например, в [215] для повышения радиацион-
ной стойкости микропроцессора 1802 толщина подзатворного оксида
была снижена с 100 до 70 нм, применено окисление в парах НС1 и отжиг
Рис. 4.26. Зависимость предельной дозы
облучения л МОП БИС от толщины под-
затворного диэлектрика:
0 - исходная технология; 1 — техноло-
гия первого поколения; П - второго;
Ш - третьего
232
4. Рвдиащюнти эффекты в МДП ИМС
в атмосфере азота при температуре 850 °C, а также не электронно-лу-
чевой способ нанесения алюминия. Это позволило на порядок повысить
радиационную стойкость изделия (см. рис. 4.23, а, кривая 4). Сниже-
ние температуры с 1100 до 1000 °C при окислении в сухом кислороде
и уменьшение толщины подзатворного окисла со 100 до 70 нм было
применено для улучшения стойкости микропроцессора F-8 [214]. Ука-
занные мероприятия позволили получить п МОП БИС, работоспособные
при облучении в электрическом режиме в дозе 50 Гр.
Для достижения более высоких уровней радиационной стойкости
МОП БИС идут по пути дальнейшего уменьшения толщины подзатвор-
ного окисла. Если высококачественная технология первого поколе-
ния предусматривает применение подзатворного оксида толщиной
70 нм, то у технологии МОП БИС второго поколения толщина ди-
электрика под затвором снижается до 40 нм. На рис. 4.26 [188] пока-
зана зависимость радиационной стойкости п МОП БИС типа 8086 (фир-
мы Intel) от толщины подзатворного диэлектрика. Высококачествен-
ная технология МОП БИС rt-канальных МОПТ второго поколения обес-
печивает работоспособность микросхемы с высокой степенью интегра-
ции в среднем до дозы 150 Гр. Сопоставление результатов испытаний
микропроцессоров типа 8086 и запоминающих устройств с произволь-
ной выборкой типа 2147Н показало, что эти виды п МОП БИС, изго-
товленные по одной технологии (второго поколения), близки по
радиационной стойкости. Исходя из этого результата в [188] делается
вывод о том, что радиационная стойкость ИМС высокой степени ин-
Рис. 4,27. Зависимости сдвига напряжения плоских эон ВФХ МОП-структур с ’’по-
левыми" оксидами, выращенными по стандартной (/), улучшенной (2) и специ-
альной (2) технологиям от дозы (в) и напряжения при облучении (б)
4.5. Эффекты в МОП ИМС сверхвысокой интеграции 233
теграции зависит от технологии их изготовления гораздо сильнее, чем
от конструкции схемы.
Как уже отмечалось выше, качество толстого (полевого) оксида иг-
рает важную роль в изготовлении МОП БИС с повышенной радиацион-
ной стойкостью. На рис. 4.27 приведены зависимости сдвига напряже-
ния плоских зон ВФХ тестовых структур с толстыми оксидами под
алюминиевым затвором, изготовленных по различным технологиям
[224]. Кривая 1 соответствует пленке диоксида кремния толщиной
450 нм, выращенной по стандартной технологии (сухое - влажное -
сухое окисление при 1000 °C с 2%-ной добавкой НС1 с предваритель-
ной и последующей сушкой в сухом кислороде в течение 5 мин). Кри-
вая 2 показывает накопление положительного заряда в химически вы-
ращенном оксиде толщиной 350 нм с последующим выращиванием
термического оксида толщиной 100 нм по указанной выше техноло-
гии, а кривая 3 — оксида с улучшенной радиационной стойкостью тол-
щиной 450 нм, технология изготовления которого не сообщается.
Результаты упомянутой работы свидетельствуют о возможности по-
лучения высококачественного толстого диэлектрического покрытия.
В [225] сообщается об использовании нитрида кремния в качестве
пассивирующего покрытия микросхем прецизионного операционного
усилителя типа ОР-Ю8А на биполярных транзисторах. Толстый оксид
с нанесенной металлической пленкой образует паразитный МОПТ. На-
несение на поверхность оксида толщиной 100 нм (над эмиттером)
слоя нитрида кремния толщиной 100 нм позволило увеличить радиаци-
онную стойкость микросхемы до 7500 Гр.
В заключение отметим, что для предотвращения роста токов утечки
в МОП БИС, изготовленных на КНС-структурах (см. рис. 4.23, а, кри-
вая /), важное значение приобретает качество краев ’’островков” крем-
ния. Применение реактивного ионного травления вместо ’’мокрого”
травления позволило улучшить качество краевого контура кремния,
что наряду со снижением толщины подзатворного диэлектрика с 65
до 50 нм обеспечило работоспособность матриц памяти до доз от 103
до 10* Гр [226].
4.5
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В МОП ИМС
СВЕРХВЫСОКОЙ СТЕПЕНИ ИНТЕГРАЦИИ
Повышение степени интеграции МОП ИМС связано с умень-
шением размеров транзисторов до субмикронных размеров. При таких
размерах полупроводниковые приборы становятся чувствительными
к воздействию единичных частиц излучения. Различают кратковремен-
ный эффект, при котором прибор восстанавливает свою работу (”мяг-
234
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
кие” сбои), и долговременные эффекты, связанные с образованием
кластера дефектов или заряженной области, которые вызывают отказ.
Поскольку настоящая монография посвящена долговременным (ос-
таточным) эффектам в планарных приборах и ИМС, то будем рассмат-
ривать только случай отказа отдельных приборов при облучении одной
частицей.
43.1
ИОНИЗАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
Высокоэнергетические частицы, проходя через подэатвор-
ный диэлектрик, создают в нем электронно-дырочные пары. Дырки,
захватывая» на ловушки в диэлектрике, образуют заряженные обла-
сти, которые в субмикронных приборах могут перекрывать значитель-
ную часть их активной области. Образование большого количества
электронно-дырочных пар и, следовательно, захваченных на ловушки
дырок объясняется высокой поглощенной дозой вдоль трека заря-
Рис. 4.28. Распределение поглощенной
дозы (а) и заряженной области (6)
вдоль трека высокознергетичесхой заря-
женной частицы
4.5. Эффекты в МОП ИМС сверхвысокой.интеграции
235
женной частицы (Д*акс *> 10е Гр [227], рис. 4.28, л). Как показано
в [228], диаметр заряженной области составляет около 100 нм, т. е.
может быть перекрыта значительная часть канала (рис. 4.28, б). Ес-
ли в МОП-приборах больших размеров доза "усреднялась” на боль-
шой площади, то в субмикронных приборах этого не происходит.
Поэтому прохождение одной частицы дает дозу, превышающую пре-
дельную, и элемент МОП ИМС сверхбольшой степени интеграции
(СБИС) выходит из строя, в то время как расположенные рядом
элементы продолжают нормально функционировать. Сдвиг порогово-
го напряжения субмикронного МОПТ можно представить в виде
[228]
I Д(/о I = 3,65 -10-*
Ат
ЬЕ
F/o,
(4-19)
где /о — доля дырок, захваченных в приграничной области диэлектри-
_ . Эе
ка толщиной аох; Ат — активная площадь транзистора; — поте-
ри энергии заряженной частицей; F — фактор электрического поля,
показывающий долю дырок, избежавших рекомбинации.
Оценки по формуле (4.19), сделанные авторами [228], показы-
вают, что в случае прохождения а-частицы через МОПТ размером 1 X
X 1 мкм ожидается сдвиг порогового напряжения около 6 мВ при поле
в подзатворном диэлектрике 1 МВ/см. Это означает, что в МОП БИС
эффектом одной частицы можно пренебречь. В случае СБИС, когда
размеры достигают 0,1 X 0,1 мкм, сдвиг будет в пределах от 0,1
до 1.0 В. Однако снижение толщины подзатворного диэлектрика
с 50 до 10 нм может примерно на порядок уменьшить радиационный
сдвиг порогового напряжения. При этих расчетах предполагалось, что
все избежавшие рекомбинации дырки захватились на ловушки в ди-
электрике (/0 = 1). Значения фактора электрического поля для раз-
личных заряженных частиц высоких энергий представлены на
рис. 2.7, б. Как видно из этих зависимостей, наиболее эффективно
воздействуют быстрые электроны (при Е = 1 МВ/см F * 1), а более
тяжелые частицы дают значительное меньшие значения F.
4.5.2
ЭФФЕКТЫ СМЕЩЕНИЯ АТОМОВ
Наряду с потерями энергии на ионизацию частицы высо-
ких энергий выбивают атомы из узлов, создавая целые разупорядочен-
ные области (кластеры). В работе [229] приводятся следующие дан-
ные: диаметр кластера составляет 0,06; 0,2 и 0,45 мкм при облуче-
нии быстрыми нейтронами с энергиями 1; 5 и 14 МэВ соответственно
236
4. Лдиациоимые эффект* в МДП ИМС
(рис. 4.29, а). Так как внутри кластера, образовавшегося в кремнии,
имеем положение уровня Ферми вблизи середины запрещенной эоны
[1], то зонная диаграмма вокруг разупорядоченной области деформи-
руется, образуя область пространственного заряда. Ширина этой обла-
сти зависит от степени легирования полупроводника. Как можно уви-
деть на рис. 4.29, б, искажение зонной диаграммы значительно расши-
ряет ’’зону поражения” в полупроводнике при снижении концентра-
ции примеси. На рис. 4.30 показаны возможные варианты ’’поражения”
Рис. 4.29. Размеры кластеров (заштри-
хованы) и зон ’’поражения” (в) и зон-
ная диаграмма дефектной структуры
(б) при облучении нейтронами с энер-
гиями 1 МэВ (7). 5 МэВ (2) и 14 МэВ
(7) сильиолегированной (/) и слабо-
легированной (/7) областей полупровод-
ника
а)
Рис. 4.30. Поражение кластером дефектов канала (я) и подзатворного диэлект-
рика (б) МОПТ малых размеров
4.5. Эффекты в МОПИМСсверхвысокой интеграции
237
МОПТ малых размеров. В случае а кластером соединяются сток и исток
транзистора, а в случае б закорачивается подзатворный оксид.
Из сказанного выше ясно, что отказ элементов СБИС определяется
вероятностью образования кластера в чувствительном объеме компо-
нентов. Это объясняется тем, что с уменьшением размеров МОП-при-
боров фактическая плотность радиационных дефектов в активном
объеме значительно повышает среднестатистическую по всему чипу
СБИС. Поэтому для анализа отказов в системах СБИС используется
микродозиметрический подход [230]. Этот подход необходим вслед-
ствие того, что поглощение энергии излучения в чувствительном объе-
ме элементов СБИС становится величиной случайной.
Отношение дисперсии изменения параметра S (ДП) к квадрату сред-
него приращения при числе соударений нейтрона т* определяется как
[230]
$(ДП)
(ДП)’
(4.20)
где х - размер чувствительного объема; 5 (х) - его дисперсия в мик-
роэлектронной структуре; Sj — дисперсия кластеров дефектов. Из
(4.20) видно, что вероятность изменения параметров определяется
как флуктуацией размера чувствительного объема, так и флук-
туацией размеров кластеров.
43.3
методы ПОВЫШЕНИЯ РАДИАЦИОННОЙ
СТОЙКОСТИ МОП СБИС
Чувствительность элементов СБИС к воздействию одной
частицы ставит под сомнение возможность применения их в космиче-
ской аппаратуре [227]. Однако многие специалисты считают, что воз-
можно создание радиационно стойких микросхем со сверхвысокой
степенью интеграции [231]. Один из путей повышения радиационной
стойкости — снижение толщины подзатворного диэлектрика до 20 нм
и даже 10 нм, что значительно уменьшит радиационный дрейф поро-
гового напряжения у субяшкронных МОПТ и элементов МОП ПЗС
(рис. 4.26). Основная трудность, которую необходимо преодолеть в
этом случае, заключается в обеспечении надежности СБИС. Фирмой
Intel создано третье поколение технологии п МОП ИМС, в которых
238
4. Радиационные эффекты в МДП ИМС
толщина подзатворного диэлектрика транзистора составляет 25 нм.
Такие микросхемы выдерживают облучение дозой 500 Гр [232].
Другой путь, который может быть реализован одновременно с пер-
вым, - это применение логического проектирования и резервирова-
ния. Как и в случае устранения ’’мягких*’ сбоев, в СБИС встраивается
система обнаружения отказавших элементов. Логическое проектиро-
вание позволяет использовать в микропроцессорах и других устрой-
ствах системы подпрограмм изменения его основной программы.
Это обеспечивает возможность введения в действие дополнительных
средств аппаратного оборудования для выполнения функций неис-
правных элементов. Выход из строя элементов СБИС обнаруживается
автоматически с помощью самотестирования, средства математиче-
ского обеспечения которого хранятся в микрокоде в памяти одно-
стороннего ЗУ. Методы самотестирования и резервирования могут
быть реализованы и в МОП СБИС ЗУ.
Применение указанных выше методов логического проектирования
повышает и надежность этого вида изделия. Обычно для применения
в космической аппаратуре считается достаточным трехкратное резер-
вирование. При применении логического проектирования можно огра-
ничиться двукратным резервированием [233].
Список литературы
1. Вавилов В. С, Ухни Н. А. Радиационные эффекты в полупровод-
никах и полупроводниковых приборах. М.: Атомиздат, 1969.
2. Коршунов Ф. П., Гатальский Г. В., Иванов Г. М. Радиационные эффекты в
полупроводниковых приборах. Минск: Наука и техника, 1971.
3. Действие проникающей радиации на изделия электронной техники / В. М. Ку-
лаков, Е. А. Ладыгин, В. И. Шаховцев и др. М.: Советское радио, 1980-
4. Мырова Л. О., Че ли жен ко А. 3. Обеспечение радиационной стойкости ап-
паратуры связи. М.: Радио и связь, 1983.
5. Коршунов Ф. П.. Богатырев Ю. Вч Вавилов В. А. Воздействие радиации на
интегральные микросхемы. Минск: Наука и техника, 1986.
6. Larin F. Radiation effects in semiconductors devices. N. Y.: Wiley, 1968.
7. Ricketts L W. Fundamentals of Nuclear Hardening of Electronic Equipment.
N. Y.: Wiley, 1972.
8. Митчел Дж., Уилсон Д. Поверхностные эффекты в полупроводниковых
приборах, вызванные радиацией: П«р. с англ. М.: Атомиздат, 1970.
9. Акишин А. И., Новиков Л. С. Воздействие окружающей среды на материа-
лы космических аппаратов. Новое в жизни, науке и технике. Сер. "Космонавтика
и астрономия". М.: Знание. 1983, № 4.
10. Максименко Б. П. Использование ядерных реакторов в космосе // Атом-
ная техника за рубежом. 1985. № 2. С. 10-15.
11. Раевский И. И., Тищенко В. А., Смирнов Ю. В. Разработка космических
ядерных энерюустановок в США // Атомная техника за рубежом. 1985. N* 8.
С. 3-9.
12. Bennet G. L., Lombardo J. L4 Rock B.L. US radioisotope thermoelectric gene-
rators in space // The Nuclear Engineer. 1984. Vol. 25, N 2. P. 49-59.
13. Звездные войны - иллюзии и опасности. М.: Воениздат, 1985.
14. Griswell Т. L., Measel Р. R., Wahl in К. L. Single event upset testing with relativis-
tic heavy ions // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1984. Vol. NS-31, N 6. P. 1559-1562.
15. Space Shuttle flight result of the cosmic ray upset experiments / J. W. Adolphsen,
J. J. Yagelowich, K. Sahu e. a. // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1984. VoL NS-31, N 6.
P. 1178-1182.
16. Иванов В. И., Машкович В. П., Центер Э. М. Международная система единиц
(СИ) в атомной науке и технике. М.: Энергоиздат, 1981.
17. Калиновский А. Н., Мохов Н. В., Никитин Ю. П. Прохождение частиц высо-
ких энергий через вещество. М.: Энергоатомиздат, 1985.
18. Физический энциклопедический словарь. М.: Сов. Энциклопедия, 1983.
240
Список литературы
19. Lund N. Cosmic-ray elemental abundances // Adv. Space Res. 1984. Vol. 4,
N2-3.P.5-14.
20. Кужевский Б. M. Ядерные процессы в атмосфере Солнца и солнечное
космическое излучение. М.: Энергоатомиздат, 1985.
21. Патрикеев Л. Н., Подлепецкий Б. Ич Попов В. Д, Радиационная стой-
кость полупроводниковых приборов и интегральных схем. М.: МИФИ, 1975.
22. Климов А. Н. Ядерная физика и ядерные реакторы. М.: Энергоатомиэ-
дат, 1985.
23 Действие ядерного оружия: Пер. с англ. М.: Воениздат, 1965.
24. Ядерное оружие (физические основы): Сб. статей / Под ред. В. Ф. Петро-
ва. М.: Воениздат, 1963.
25. Опенка устойчивости работы объектов и систем народного хозяйства /
К. Ф. Величко, Н. Г. Есаян, В. С Лаптев, А. Д. Шелухкн. М.; МИФИ, 1984.
26. Сноу Еп Гроув А., Фитцджеральд Д. Действие ионизирующей радиации
на окисленную поверхность кремния и планарные приборы // ТИИЭР. 1967. Т. 55,
М 7. С 53-71.
27. Wittlea A. A. Neutron radiation effects on MOS PETs: theory and experiment //
IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1968. Vol. NS-15, N 6. P. 126-132.
28. Вкутриреакторная дозиметрия. Практическое руководство / Б. А. Брикс-
ман, В. В. Генералова, Е. А. Крамер-Агеев и др. М.: Энергоатомиздат, 1985.
29. Ломидзе В. А. Импульсные ядерные реакторы. М.: Знание, 1982.
30. Батъ Г. А., Коченов А. С., Кабанов Л. П. Исследовательские ядерные ре-
акторы. М.: Атомиздат, 1972.
31. Jassty D. L. Tokamak fusion generators for nuclear effects testing // IEEE Trans,
on Nucl. Sci. 1982. Vol. NS-29, N 6. P. 1519-1524.
32. Рябухин Ю. С., Шальнов А. В. Ускоренные пучки и их применение. М.: Атом-
издат, 1980.
33. Ливннгуд Дж. Принципы работы циклических ускорителей: Пер. с англ.
М.: Изд-во иностр, лит., 1963.
34. Капица С. П., Мелехин В. Н. Микротрон. М.: Наука, 1969-
35. Лебедев А. И., Шальнов А. В. Основы физики и техники ускорителей.
В 3 т. М.: Энергоатомиздат. Т. 1 - 1981; Т. 2 - 1982; Т. 3 - 1983.
36. Ковалев В. П. Вторичные излучения ускорителей электронов. М.: Атом-
издат, 1979.
37. Новые линейные ускорители электронов для радиационной технологии,
активационного анализа и получения изотопов / Ю. П. Бахрушин, В. И. Мунтян.
В. М. Николаев и др. // Тезисы докладов 5-го Всесоюзного совещания по при-
менению ускорителей заряженных частиц в народном хозяйстве (Ленинград,
22-24 октября). Л.: НИИЭФКим. Д. В. Ефремова, 1985. С. 7.
38. Быстров Ю. А., Иванов С. А. Ускорители и рентгеновские приборы. М.:
Высшая школа, 1976.
39. Броудай И., Мерей Дж. Физические основы микротехнологии: Пер. с
англ. / Под ред. А. В. Шалькова. М.: Мир, 1985.
40. Шмелев В. К. Рентгеновские аппараты. М.: Энергия, 1973.
41. Денискин Ю. Д., Чижунова Ю. А. Медицинские рентгеновские трубки и
излучатели. М.; Энергоатомиздат, 1984.
42. Мощные наносекундные импульсы рентгеновского излучения / Г. А. Ме-
сяц, €. А. Иванов, Н. И. Ко мяк и др. М.: Энергоатомиздат, 1983.
Список литературы
241
43. Технические средства рентгенодиагностики / Под ред. И. А. Переслеги-
на. М.: Медицина, 1981.
44. Вавилов С. Пч Горбунов В. И. Импульсное рентгеновское излучение в
дефектоскопии. М.: Энергоатомиздат, 1985.
45. Вавилов С. П. Импульсная рентгеновская техника. М.: Энергия, 1981.
46. Инкхов Г. Н. Альфа-, бета-, гамма- и нейтронные излучатели для конт-
роля и градуировки дозиметрической и радиометрической аппаратуры. М.: Гос-
атомнздат, 1963.
47. Сытин В. Н., Теплое Ф. Череватенко Г. А. Радиоактивные источники
ионизирующих излучений. М.: Энергоатомиздат, 1984.
48. Методы измерений и испытаний закрытых источников ионизирующих
излучений. Труды Симпозиума специалистов стран СЭВ. М.: Атомиздат, 1976.
49. Источники альфа-, бета-, гамма и нейтронного излучения. М.: В/О Изо-
топ, 1980.
50. Бак М. Ан Шиманская И. С. Нейтронные источники. М.: Атомиздат, 1969.
51. Экспрессное определение содержания кислорода в металлических образ-
цах на нейтронном генераторе / А. А. Зевакин, В. А. Киреев, Е. М. Лобанов и
др. // Активационный анализ / Под ред. Е. М. Лобанова, Р. И. Хисиутцинова:
Материалы 2 Всесоюзного совещания, апрель, 1968. Ташкент: ФАН, 1971. С. 164
171.
52. Came A. Intense neutron sources, based in accelerators. Report Rl-75-188. Ruther-
ford Lab. Chilton, UK. Dec. 1975.
53. Воронин Г. Г. Нейтронные генераторы с выходом 1012 нейтр./с. Ц Тезисы
докладов Пятого Всесоюзного совещания по применению ускорителей заряжен-
ных частиц в народном хозяйстве (Ленинград, 22-24 октября). Л.: НИИЭФА
им. Д. В. Ефремова, 1985.
54. Пекарчук Т. Н., Хрулев А. К. Радиационная стойкость МДП-структур и
полупроводниковых приборов на их основе // Обзоры по электронной техни-
ке. Сер. 2. Полупроводниковые приборы. Вып. 5. М.: ЦНИИЭлектроннка, 1979.
55. Радиационная стойкость интегральных схем, применяемых в специализи-
рованных ЭВМ // А. А. Чернышов, О. Н. Голотюк, Ю. А. Попов и др. // Зарубеж-
ная электронная техника. 1984. № 8. С. 87-112.
56. Тахмазнди Г. А. Исследование глубоких центров в приповерхностных
слоях л-кремния, облученного электронами // Физика и техника полупроводни-
ков. 1985. Т. 19. Вып. 4. С. 608-610.
57. Nichols D. К., Price W. Е., Ganthter A. J. A comparison of radiation damage in
transistors from Cobalt-60 gamma-rays and 2,2 MeV electrons // IEEE Trans, on Nud.
Set 1982. Vol NS-29, N 6. P. 1970-1974.
58. Хазанов Б. И. Интерфейсы измерительных систем. М.: Энергия, 1979.
59. Cosmic ray simulation experiments for the study of single event upsets and
latch-up in SMOS memories / J. H. Stephen, T. K. Sanderson, D. Mapper e. a. // IEEE
Trans, on Nud. Sci. 1983. Vol. NS-30, N 6. P. 4464-4469.
60. Kovalinski W. A., Koga R- Chenette D. L. Heavy-ion induced single event upsets
in a bipolar logic device // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1984. Vol. NS-31, N 6. P. 470—
474.
61. Criswell T. L., Moisei P. R., Wahl in K. L. Single event upset testing with rela-
tiviBic heavy ions // IEEE Trans, on Nud. Sd. 1984. VoL NS-31, N 6. P. 1559-1562.
62. Knoll M., Braunig D., Fahmer W. R. Comparative studies of tunnel injection
242
Список литературы
and irradiation on metal oxide semiconductor structures // J. AppL Phys. 1982. VoL 53,
N10.P.6946-6952.
63. Knoll M. Generation von oxidladungen und Phascngrenzznstenden in MOS-Sys-
tern dutch Tunnelinektion und ionisirende Bestrahlung Ц Ber, Nahn-Meitner-Inst. Kenr-
forsch, Berlin, 1983.
64. Sugano Takuo, Yan Ching Fa. / Annual Rept. Eng. Res. Inst. Fac. Eng, // Univ.
Tokyo. 1979. Vol. 38. P. 159-164.
65. Формирование полей облучения при использовании электронного пучка
линейного ускорителя ЛУЭ-25 / Е. Б. Бажанов, Б. В. Забродин, А. П. Козлов
и др. // Медицинская технология. 1975. № 7. С. 59-66.
66. Гусев А. П., Коньков А. Г., Крылов С. Ю. Электростатическая развертка
пучка ускоренных электронов // Радиационная техника. М.: Энергия, 1975.
67. Гусинский Г. Мч Изотов А. Л. Устройство для равномерного облучения
поверхности образцов пучком ионов, выведенным из ускорителя // ПТЭ. 1981.
№1. С. 25-27.
68. Овечкин Ю. А. Микроэлектроника. М.: Радио и связь, 1982.
69. Coakley Р., Kitterer A., Treadaway М. Charging and discharging characteristics
of dielectric materials exposed to low and mid energy electrons // IEEE Trans, on Nucl.
Set 1982. Vol. NS-29, N 6. P. 1639-1643.
70. Иванов В. И. Курс дозиметрии: Учебник для вузов. - 3-е изд. М.: Атом-
издат, 1978.
71. Habing D. Н„ Steel Е., Chang W. // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1973. VoL NS-20,
N6.
72. Autinone R. J., Alexander D. R., Brown G. W. // IEEE Trans, on NucL Set 1977.
Vol. NS-24, N 6. P. 2213-2218.
73. Зн С. Физика полупроводниковых приборов: Пер. с англ. / Под ред. Р.А. Су-
риса. М.: Мир, 1984.
74. Гуртов В. А. Основы физики структур металл-диэлектрик-полупровод-
ник: Учебное пособие для вузов. Петрозаводск: Петрозаводский гос. ун-т
им. О. В. Куусинена, 1983.
75. Патрикеев Л. Н., Подлепеикий Б. И., Попов В. Д. Образование заряда в
SiOj при облучении МОП-структуры в реакторе // Микроэлектроника. 1973.
Т. 2. Выл. 1. С. 65-67.
76. Попов В. Д. Методы расчета заряда в объеме диэлектрика МДП-структуры
по ее вольтфарадной характеристике // Микроэлектроника. 1978. Т. 7. Вып. 4.
С. 353-360.
77. Boesch Н. Е„ McGarrity J. Н. An electrical technique to measure the radiation
susceptibility of Mt)S gate insulators // IEEE Trans, on NucL ScL 1979. Vol. NS-26,
N6. P. 4814-4818.
78. Пат. 4323842 США, МКИ G 01R31/26. / Method and apparatus for electrically
testing / J. H. McGarrity, H. E. Boesch.
79. Koji N., Hiromu F., К at sum i U. Measurement of deep penetration of low-energy
electrons into metal-ox ide semiconductor structure // J. AppL Phys. 1981.Vol.52, N 3.
P. 1306-1308.
80. Курносов А. Ич Воронков Э. H. Полупроводниковая электроника. M.:
Воениздат, 1973.
81. Инженерно-физический метод проектирования активных элементов бипо-
лярных БИС / В. В. Абрамов, В. В. Беляков, Е. Л. Козиоров и др. // Препринт
016-8Г. М.: МИФИ, 1985.
Список литературы
243
82. Mavgantono G. Synchrotron radiation photoemission spectroscopy of semicon-
ductor surface and interfaces I/ Ann. Rev. Mater. Sci. 1984. Q 3069. N 4. P. 67-93.
83. Chi J. Y., Gatos H. S. Nondestructive determination of depth of planar p-n-
junction by scanning electron microscopy // IEEE Trans, on Electron Dev. 1979. Vol.
ED-24, N 12. P. 1366-1368.
84. Лабутин H. И., Мусатов E. В., Мялкин С. И. Методы электронной микро-
скопии для исследования электрически активных дефектов в диодных и тран-
зисторных структурах БИС // Электронная промышленность. 1981. Вып. 6 (90).
С. 31-37.
85 Chu W. К., Hayer J. W., Nicolet М. A. Backscattering Spectroscopy. N. Y. Acade-
mic Press, 1978.
86. Будим H. И., Костиков Ю. П., Лапшин В. И. Применение методов рентгено-
спектрального анализа в исследовании материалов и изделий электронной тех-
ники // Электронная промышленность. 1978. Вып. 11 (71) - 12(72). С. 84-87.
87. Исследование легированных областей полупроводников методами растро-
вой электронной микроскопии / В. Г. Дюков, С, А. Иноземцев, А. Г. Итальянцев
и др. //Электронная техника. Сер. 2.1981. Вып. 3(146). С. 15-20.
88. Шальнов А. В. Радиационно-физические комплексы // Радиационно-физи-
ческие комплексы на базе ускорителей. М.: Энергоатомиздат, 1983. С. 3-4.
89. Разработка автоматизированного универсального радиационно-ускори-
тельного комплекса на базе линейного ускорителя / В. Ф. Викулов, К. А. Вино-
градов, А. В. Губанов и др. // Радиационно-физические комплексы на базе уско-
рителей. М.: Энергоатомиздат, 1983. С. 5-9.
90. Иванова И. С-, Попов В. Д., Филимонов А. В. Автоматизация исследова-
ния радиационного дрейфа характеристик МДП-транзисторов // Автоматизация
эксперимента в физических исследованиях. М.: Энергоатомиздат, 1984. С 178-
183.
91. Филимонов А. В., Чураков А. К. Использование ЭВМ для измерения И
обработки передаточных характеристик // Автоматизация эксперимента в физи-
ческих исследованиях. М.: Энергоатомиздат. 1984. С. 95-97.
92. Holmes-Siedle A. G., Zaininger К. Н. Designing MOS Systems for radiation en-
vironments // Solid State Technology. 1969. Vol. 12, N 5. P. 40- 49.
93. A radiation, hard MNOS CCD for Low Temperature Applications / N. S. Saks,
J. M. Killiany,, P. R. Reid e. a. // IEEE Trans, on NucL Sci. 1979.Vol. NS-26, N 6.
P. 5074-5079.
94. Козлов Б. И., Раков А. В. О деформациях в термически окисленном крем-
нии II Электронная техника. Сер. микроэлектроника. 1971. Вып. 8 (34). С. 68-70.
95. Литовченко В. Г. Трехслойная модель МДП-структуры // Физика и тех-
ника полупроводников. 1972. Т. 6, N* 5. С. 802-809.
96. Полевые транзисторы: Пер. с англ. / Под ред. С А. Майорова. М.: Со-
ветское радио, 1971.
97. Березки А. С» Мочалкииа О. Р. Технология и конструирование интеграль-
ных микросхем. М.: Радио и связь, 1983.
98. Yuriume Y. Deformation of silicon wafers by thermal oxidation // J. Electro-
chemical Soc. 1982. Vol. 129, N 9. P. 2076-2081.
99. Sertbrinsky J. H. Stress concentration in silicon-insulator interface // Solid
State Electronics. 1977. Vol. 20, N 12. P. 1435-1444.
100. Shimbo M., Matsuo T. Thermal stress in CVD PSG and SiOj films on silicon
substrates// J. Electrochemical Soc. 1983. Vol. 130, N 1. P. 135-138.
244
Список литературы
101. Барышников Д. А-, Жукова Г. А., Мордкович В. Н. Радиационные эф-
фекты в механически напряженной системе SiO^-Si // Электронная техни-
ка. Сер. 2. Полупроводниковые приборы. 1981, № 5 (148). С. 19-23.
102. Тснэорадиационный эффект в полупроводниковых структурах / Л.Н. Лин-
ник, Л. Н. Патрикеев, В. Д. Попов и др. // Известия вузов. Сер. радиоэлектро-
ника, 1982. Т. XXV, N* 5. С. 90-92.
103. Платонов П. А. Релаксация напряжений в металлах под действием нейт-
ронного облучения, возврат и отжиг радиационных дефектов // Действие ядер-
ных излучений на материалы. М.: Изд-во АН СССР, 1962. С. 106.
104. Gwyn С. W. Model for radiation-induced charge trapping and annealing In the
oxide layer of MOS devices // J. of Applied Physics. 1969. VoL 40, N 12. P. 4886-
4892.
105. Болисов В. А., Патрикеев Л. H., Попов В. Д. Физическая модель релакса-
ции напряженных связей в термической SiO2 // Микроэлектроника. 1983.
Т. 12, №5. С. 477-480.
106. Фридман Я. Б. Механические свойства металлов. М.: Машиностроение,
1974. Ч. 1.
107. Pliskin W. A., Lehman Н. S. Structural evaluation of silicon oxide films // J. of
Electrochemical Soc. 1965. Vol. 112, N 10. P. 1013-1019.
108. Revesz A. G. Noncrystallinc silicon dioxide films on silicon: a review // J. of
Non-Crystalline Solids. 1973. VoL 11. P. 309- 330.
109. Pantelides S. T. The electronic structure of impurities and defects in SiO2 // Thin
solid films. 1982. Vol. 89, N l.P. 103-108.
110. Distefano T. H., Eastman D. E. Photoemission measurements of valence levels
of amorphous SK)2 // Phys. Rev. Lett. 1971. Vol, 27, N 23. P. 1560-1562.
111. Гуртов В. А. Влияние ионизирующего излучения на свойства МДП-прибо-
ров // Обзоры по электронной технике. Сер. 2. Полупроводниковые приборы.
1978. Вып. 14(595).
112. Болисов В. А., Попов В. Д., Сизов А. В. Кинетика накопления заряда в
SiO2 МОП-структуры // Кинетические явления в полупроводниках и диэлект-
риках / Под ред. А. И. Руденко. М.: Энергоатомиздат, 1985. С. 29-34. (Сборник
научных трудов МИФИ).
113. Образование заряда в дихлектрике МДП-структуры при воздействии раз-
личных видов радиации / В. Н. Зимин, Т. А. Мингазин, Л. Н. Патрикеев и др. //
Электронная техника. Сер. Микроэлектроника. 1972. Вып. 2. С. 21-23.
114. Sah С. Т. Origin of interface states and oxide charges generated by ionizing ra-
diation // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1976. Vol. NS-23, N 6. P. 1563-1568.
115. Revesz A. G. Chemical and structural aspects of the irradiation behaviour of
SiO2 films on silicon // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1977. VoL NS-24, N 6. P. 2102-
2107.
116. McLean F. B. A framework for understanding radiation-induced interface states
in SiO2 MOS structures // IEEE Trans, on Nucl. ScL 1980. Vol. NS-27, N 6. P. 1651-
1657.
117. Dozier С. M., Brown D. B. Effect of photon energy on the response of MOS
devices II IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1981. Vol.NS-28, N6. P. 4137-4141.
118. Oldham T. R., McGarrity J. M. Ionization of SiO2 by heavy charged particles//
IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1981. VoL NS-28, N 6. P. 3975-3980.
119. Johnson W. C. Mechanisms of charge buildup in MOS insulators // IEEE Trans,
on NucL ScL 1975. VoL NS-22, N 6. P. 2144-2150.
Список литературы
245
120. Sevastianov S. В., Gerasimenko N. N., Vershinina N. V. Inhomogeneities in
irradiated SiO2-Si structures // Phys. Stat. Solidi (a). 1984. Vol. 86. P. 717-727.
121. Mitchell J. P. Radiation-induced space-charge buildup in MOS-structures //
IEEE Trans, on Electron. Dev. 1967. VoL ED-14. N 11. P. 764-774.
122. Johannewen J. S., Spicer W. E„ Strausser Y. E. Auger depth profiling of inter-
faces in MOS and MNOS structures // J. Vac. Sci. and TechnoL 1976. Vol. 13, N 4.
P. 849-855.
123. Кропман Д. И., Патрикеев Л. И., Попов В. Д. Влияние температуры нане-
сения диэлектрика на плотность поверхностных состояний МДП-структур при
воздействии радиации // Микроэлектроника. 1973. Т. 5, вып 6. С. 552-554.
124. Гирий В. А., Корнюшин С. И., Щеголева С. И. Свойства систем диэлект-
рик-полупроводник при низкотемпературном облучении // Радиационная физи-
ка полупроводников и родственных материалов. Тбилиси: Изд-во Тбилисского
Государственного Университета, 1980. (Труды международной конферен-
ции) .
125. Попов В. Д. Радиационная физика приборов со структурой металл -
диэлектрик-полупроводник. М.: МИФИ. 1984. С. 854-858.
126. Boesch Н. Е. Interface-state generation in thick SiO2 layers // IEEE Trans,
on Nucl. Sri. 1982. Vol. NS-29, N 6. P. 1446-1451.
127. Попов В. Д., Скоробогатов А. В. Методика исследования переходной
области в структуре диэлектрик-полупроводник // Метрологические пробле-
мы микроэлектроники (Тезисы докладов Всесоюзной научно-технической
конференции). М.: 1981. С. 94.
128. Литовченко В. Г., Ковбасюк В. П., Садовничий А. А. Исследование
спектра быстрых поверхностных ловушек на кремниевых МДП-системах, при-
готовленных различными методами // Полупроводниковая техника и микро-
электроника. 1970. Вып. 4. С. 129-145.
129. Изменение свойств МДП-структур под действием 7-облучения / С.И Кор-
нюшин, И. П. Лисовский, Р. О. Литвинов и др. // Укр. физ. жури. 1981. Т. 26,
N»8. С. 1323-1327.
130. Аскаров Б., Оксенгсндлер Б. Л., Юнусов М. С. Новый подход к микро-
скопической теории квазихимических процессов в полупроводниках // Докл.
АН УэССР. 1980. № 1. С. 33-36.
131. Оксенгендлер Б. Л. Теоретические аспекты неупругого дефектообразова-
ния в твердых тепах // Влияние несовершенства структуры на свойства кри-
сталлов. Ташкент: ФАН, 1979. С. 11-48.
132. Емцев В. В., Мапювец Т. В. Примеси и точечные дефекты в полупровод-
никах. М.: Радио и связь, 1981.
133. Ванина Е. Н., Гуртов В. А-, Дагман Э. Е. Пакет программ для расчета харак-
теристик области пространственного заряда кремния: Препринт 4-82. Новоси-
бирск: Институт физики полупроводников СО АН СССР, 1982.
134. Stanley A. G. Effects on electron irradiation on carrier mobilities in inversion
layers of insulated gate effect transistors // IEEE Trans, on Nucl. Sri. 1967. VoL NS-14,
N 6. P. 266-275.
135. Влияние 7-облучения на генерационно-рекомбинационные характеристики
МДП-структур / В. Я. Киблик, Р. О. Литвинов, В. Г. Литовченко и др. //Укр. физ.
жури. 1977. Т. 22, N* 7. С. 1098-1103.
136. Воропаев Ю. Л., Попов В. Д. Исследование механизма то ко про хождения
в МОП-структуре при воздействии ионизирующего излучения // Неравновесные
246
Список литературы
явления в полупроводниках и диэлектриках / Под ред. А. И. Руденко. М.: Энер-
гоатомиздат, 1987.
137, A "four parameters" model that fits the degradation curve &Vg(Vg)
of MOS transistors under irradiation / J. Buxo, D. Esteve, G. Enea e. a. // Solid State
Electronics. 1972. Vol. 15, N 10. P. 1029-1031.’
138. Chin M. R., Ma T. P. Photocurrent to thermal SiOj under X-ray irradiation:
Signifucance of contact injection // Joum. of Appl. Phys. 1982. Vol. 53, N 5. P. 3673-
3679.
139. Powell R. J. The use of photoinjection to determine oxide charge distribution
and interface properties in MOS structures// IEEE Trans, on Nud. Set 1970. Vol.
NS-17.N6. P. 41-46.
140. Derbenwick G. F., Sander H. H. CMOS hardness prediction of k>w-dose-rate
environments // IEEE Trans, on Nud. Sci. 1977. VoL NS-24, N 6. P. 2244-2248.
141. Raymond J., Steele E., Chang W. Radiation effect in metal-oxide-semicon-
ductor transistors // IEEE Trans, on NucL Sci. 1965. Vol. NS-12, N 1. P. 457-463.
142. Rcveaz A. G., Zaininger К. H., Evans R. J. Reduction of radiation sensitivity
in MOS structures by aluminium doping of silicon dioxide // J. Electrochemical So».:
Solid State Sci. 1969. Vol. 116, N 8. P. 1146-1148.
143. Schlesier K. M4 Sham J. M., Benyon C. W. A12O3 as radiation-tolerant CMOS
dielectric// RCA Rev. 1976. Vol. 37, N 3.P. 358-388.
144. Патрикеев Л. H., Подлепецкий Б. И., Попов В. Д. Изменение заряда и про-
водимости МДП-структур под действием радиации. Тонкие диэлектрические
пленки (Материалы Всесоюзной конференции). Л.: ЛПИ, 1973. Т. Ш. С. 226-
228.
145. Г ильмам Б. И., Громовой Л. И., Закс М. Б. Теория накопления заряда в
МНОП-структурах // Микроэлектроника. 1973. Т. 2, Вып. 3. С. 222-231.
146. Кинетика перераспределения заряда в слоистом диэлектрике SiOj —
А1гОэ • SiO2 / А. Б. Герасимов, М. Г. Мцхвстадзе, Л. И. Ушангишвили и др. //
Тонкие диэлектрические пленки (Материалы Всесоюзной конференции). Л.: ЛПИ,
1973.Т. 3. С. 228-229.
147. Stanley A. G. Comparison of MOS and metal nitride semiconductor insulated
gate field effect transistors under electron irradiation // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1966.
Vol. NS-13.N6. P. 248-254.
148. Герасимов К). M., Кармаэннскнн A. H. Модель накопления заряда в ди-
электрике МДП-структуры // Радиотехника и электроника. 1986. № 6. С 1382-
1389.
149. Гнрий В. А., Кондрачук А. В., Шаховцев В. И. Перенос тока через диэлект-
рик в облученных структурах металл-диэлектрик-полупроводник // Радиацион-
ные дефекты в полупроводниках (расширенные тезисы докладов Всесоюзного
симпозиума). Минск: Изд-во БГУ им. В. И. Ленина, 1972. С. 40-42.
150. Perkins С. W. Radiation effects in modified oxide insulators in MOS structures//
IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1968. Vol. NS-15, N 6. P. 176-180.
151. Патрикеев Л. H., Подлепецкий Б. И., Попов В. Д. Изменение проводимо-
сти структур металл-диэлектрик-металл и металл-диэлектрик-полупровод-
ник под действием радиации // Изв. вузов. Физика. 1973. № 11. С. 26-33.
152. Pealtie С. С., Adams J. D., Carrell S. L. Слагаемые надежности полу-
проводниковых приборов II ТИИЭР. 1974. N» 2. С. 6-37.
153. Мельникова Г. А., Попов В. Д. Физическая модель изменения пробивного
напряжения подзатворного диэлектрика МОП-транзистора при накоплении объем-
Список литературы
247
но го заряда // Пути повышения стабильности и надежности микроэлементов и
микросхем (Тезисы докладов Всесоюэ. научнои’ехнич. семинара). Рязань: 1984.
(Рязанский радиотехнический институт). С. 192-193.
154. George W., Clark L. Experimental determination of gain degradation mecha-
nisms // IEEE Trans, on Nucl. ScL 1971. Vol. NS-18, N 6. P. 387-391.
155. Тилл У., Лаксом Дж. Интегральные схемы: материалы, приборы, изготов-
ление: Пер. с англ. / Под ред. М. В. Гальперина. М.: Мир, 1985.
156. Gamma total dose effects on ALS bipolar oxide side wall isolated devices I/
M. L. Buschbom, E. W. Jeffrey, L. E. Rhine e. a. // IEEE Trans, on NucL ScL 1983.
Vol. NS-30, N 6. P. 4105-4109.
157. Effect of dislocation in silicon transistors with implanted emitters / C. Bull,
P. Ashbum, G. R. Booker e. a. // Solid State Electronics. 1979. VoL 22, N 1. P. 95-104.
158. Келлн Б. Радиационные повреждения твердых тел: Пер. с англ. / Под ред.
Ю. А. Осипъяиа. М.: Атомиэдат, 1970.
159. Вопросы радиационной технологии полупроводников / В. В. Болотов,
А. В. Васильев, А. В. Двуреченский и др. Новосибирск: Наука, 1980.
160. Физические ограничения на стойкость биполярных полупроводниковых
структур ИМС повышенной степени интеграции к дестабилизирующим воздей-
ствиям / Т. М. Агаханян, Е. Р. Аствацатурьян, П. К. Скоробогатов и др. // Микро-
электроника. 1984. Т. 13. Вып. 5. С. 392-400-
161. Пирсон Б. Новая технология радиационностойких приборов и дополнитель-
ные возможности для разработчиков систем: Пер. с англ. // Электроника. 1985.
Т. 58,№17(724),С. 104-110.
162. Каден Г. Влияние генерации и рекомбинации носителей в области объем-
ного заряда у поверхности планарных р-л-переходов на их вольт-амперные ха-
рактеристики // Зарубежная радиоэлектроника. 1976. № 6. С. 62-119.
163. Grove A. S. Physics and technology of semiconductor devices. N. Y.: Wiley,
1967.
164. Esteve D., Martinot H. Excess surface currents in p-njunctions and bipolar
transistors // Solid State Electronics. 1971. Vol. 14, N 8. P. 693-705.
165. Nicollian E. H., Brews J. R. MOS (Metal oxide semiconductor) physics and
technology. New York: Wiley, 1982.
166. Hffln M. W., Holsbrink J. The base current recombining at the oxidized sili-
con surface // Solid State Electronics. 1983. VoL 26, N 5. P. 453-463.
167. Fossum J. G, Shibib M. A. An analitic model for minority carrier transport
in heavily doped regions of silicon devices // IEEE Trans, on Electron Dev. 1981. VoL
ED-28, N 9. P. 1018-1025.
168. Свирновский Л. Д. Влияние электрофизических параметров эмиттерного
диффузионного слоя на электрические характеристики интегральных схем эмит-
терко-связанной логики II Электронная техника. Сер. 3. Микроэлектроника. 1982.
Вып. 2(98) . С. 19-23.
169. Кремниевые планарные транзисторы / В. Г. Колесников, В. Н. Ники-
шин, В. Ф. Сынорбв и др. М.: Советское радио, 1973.
170. Dziewior J., Schmid W. Auger coefficient for highly doped and highly exci-
ted silicon// Appl.Phys. Lett. 1977. Vol. 31, N5.P. 346-348.
171. Total dose effects in recessed oxide digital bipolar microcircuits / R. L. Rease,
R. M. Turfler, D. Platteter e. a. // IEEE Trans, on NucL ScL 1983. Vol. NS-30, N 6.
P. 4216-4223.
248
Список литературы
172. Кроуфорд Р. Схемные применения МОП-транзисторов: Пер. с англ. /
Под ред. М. С. Сонина. М.: Мир, 1970.
173. Пикус Г. Е. Основы теории полупроводниковых приборов. М.: Наука,
1965.
174. Абаев Н. А., Дулин В. Н., Наумов Ю. Е. Большие интегральные схемы с
инжекционным питанием. М.: Советское радио, 1977.
175. Chou S. An investigation of lateral transistor» - d. c. characteristics // Solid
State Electronics. 1971. Vol. 14, N 9. P. 811-826.
176. Degradation analysis of lateral p-n-p-transistors exposed to J-ray irradiation//
M. Kato, T. Nakamura, T. Toyabe e. a. // IEEE Trans, on NucL Sci. 1984. Vol. NS-31,
N 6. P. 1513-1517.
177. Pease R. L., GaDoway K. F., Stahlin R. A. Gamma-radiation effects on integra-
ted injection logic cells // IEEE Trans, on Electron Device. 1975. VoL ED-22, N 6.
P. 348-351.
178. Лубинов С. H., Михеев Л. А. Влияние профиля легирования на относитель-
ную величину поверхностной составляющей тока базы в тразисторах монолитных
интегральных схем // Микроэлектроника. 1978. Т. 7. Вып. 6. С. 538-544.
179. Форсайт Дж., Малькольм М., Моулер К. Машинные методы математиче-
ских вычислений: Пер. с англ. М.: Мир, 1980.
180. Козиоров Е. Пер шейков В. С Экспериментальное определение относи-
тельного вклада рекомбинационных потерь в эмиттерной и базовой областях би-
полярного транзистора / Дел. в ЦНИИ "Электроника”. 1985. Р 4073.
181. Степаненко И. П. Основы микроэлектроники. М.: Советское радио, 1980.
182. Maier R. J., Tallon R. W. Dose rate effects in the permanent threshold voltage
shifts of MOS transistors // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1975. Vol. NS-22, N 6. P. 2214-
2217.
183. Seehra S. S., Slusaark W. J. The effect of operating conditions on the radiation
resistance of VDMOS power FETs // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1982. VoL NS-29, N 6.
P. 1559-1563.
184. Ionizing radiation effects on power MOSPETs during high speed switching /
D. L. Blackbum, D. W. Berning, J. M. Benedetto e. a. // IEEE Trans, on Nucl. ScL 1982.
Vol. NS-29, N 6. P. 1555-1558.
185. Герасимов Ю. M., КармазкИский A. H. Кинетика накопления заряда в ди-
электрике МДП-структуры // Радиотехника и электроника. 1986. № 6. С. 1390-
1397.
186. The effects of test conditions on MOS radiation hardness results / P. V. Dressen-
dorfer, J. M. Soden, J. J. Harrington e. a. // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1981. VoL NS-28,
N 6.P.4281-4287.
187. Попов В. Д. Влияние технологических факторов на радиационную стой-
кость МДП-структур II Зарубежная электронная техника. 1971. Вып. 14(86).
С. 48-59.
188. Повышенная радиационная стойкость высококачественных МОП ИС /
Р. Т. Дейвис, М. X. Вудс, У. Уилл и др. // Электроника. 1982. № 23. С. 46-50.
189. Galloway К. F., Mayo S. Radiation levels associated with the electron beam
metallization process // Solid State TechnoL 1979. VoL 22, N 5. P. 96-100.
190. Chang С. P. Self aligned phosphorus doped polisilicon gate MOS devices radia-
tion hardening // IEEE Trans, on Nucl. ScL 1982. VoL NS-29, N 6. P. 1702-1710.
191. Smeltzer R. K. Hole trap creation in SiOj by phosphorus ion penetration of
Список литературы
249
polycrystalline silicon // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1982. Vol. NS-29, N 6. P. 1467 —
1470.
192. 0 влиянии 7-облучения на поверхностные свойства структур металл—
диэлектрик-полупроводник / Р, О. Литвинов, В. Г. Литовченко, С. И. Корню-
шин и др. /I Полупроводниковая техника и микроэлектроника. 1972. Вып. 8.
С. 51-56.
193. Aubuchon K.G. Radiation hardening of P MOS devices by optimization of the
thermal SiOj gate insulator // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1971. Vol. NS-18, N 6.
P. 117-125.
194. Технологические аспекты создания радиационно стойких МОП ИС /
А. В. Герасимов, И. Р. Ангина, Л. И. Ушангишвили и др. // Зарубежная элект-
ронная техника. 1979. Вып. 1 (196) . С. 3-47.
195. Гусаков В. М. Статическая помехоустойчивость вентиля на комплемен-
тарных МДП-транзисторах // Микроэлектроника и полупроводниковые при-
боры / Под ред. А. А. Васенкова, Я. А. Федотова. М.: Советское радио, 1977.
Вып. 2. С. 53-65.
196. Корж В. И., Шагурин И. И. Графический метод определения помехо-
устойчивости цепочек логических элементов // Изв. вузов. Сер. Приборострое-
ние. 1970. Т. XIII, N» 6. С. 52-56.
197. Гусаков В. М. Расчет динамических характеристик вентиля на компле-
ментарных МДП-транзисторах // Электронная техника. Сер. Микроэлектро-
ника. 1980. Вып. 1 (35). С. 18-23.
198. Орнатский М. М., Попов В. Д. Прогнозирование надежности МДП ИС с
помощью метода рабочих областей // Микроэлектроника. 1980. Т. 9, № 2.
С. 114-120.
199. Design and performance of two 1 К CMOS/SOS hardened RAMs / G. J. Bruc-
ker, G. T. Caracciolo, W. F. Gehweiler, W. F. Heagerty // IEEE Trans, on Nucl. Sci.
1983. Vol. NS-30, N 3. P. 1920-1925.
200. Burghard R. A., Gwyn E. W. Radiation failure modes in CMOS integrated cir-
cuits // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1973. Vol. NS-20, N 6. P. 300-306.
201. Ricketts L. W. Radiation effects on mucroelectronic components and circuits
(Part 1)// Solid State Technol. 1972. N 4. P. 50-55.
202. Sanders T. J. CMOS hardness assurance through process controls and optimi-
zed design procedures // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1977. Vol. NS-24. N 6. P. 2051-
2055.
203. Радиационно стойкие К/МОП ИС на сапфировых подложках // Электро-
ника. 1974. №7. С. 14-16.
204. Hatano Н., Shibuya М. CMOS logic circuit optimum design for radiation tole-
rance // Electronics Letters. 1983. Vol. 19, N 23. P. 277-279.
205. Pikor AM Reiss E. M. Technological advances in the manufacture of radiation
hardened CMOS integrated curcuits // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1977. Vol. NS-24,
N 6. P. 2047-2050.
206. Palkuti L. J., Lerage J. J. X-ray wafer probe for total dose testing // IEEE
Trans, on Nucl. Sci. 1982. Vol. NS-29, N 6. P. 18 32-1837.
207. Brucker G. J. Inverter hardness prediction and correlation with LSI device
failure doses Ц IEEE Trans, on Nud. Sci. 1980. VoL NS-27, N 6. P. 1700-1703.
208. Winokur P. S., Kenis K. G4 Harper L. Predicting CMOS inverter response in
nuclear and space environments // IEEE Trans, on Nud. ScL 1983. VoL NS-30, N 6.
P.4326-4332.
250
Список литературы
209. К рул кин а Т. Ю. Современные методы моделирования МДП-транзисто-
ров // Зарубежная электронная техника. 1983. Вып. 12(271). С. 57-107.
210. Short channel MOS-SC based on accurate two dimensional device design I R. Ha-
vi, H. Masuda, 0. Minato e. a. // Jap. J. of Appl. Phya. 1976. Vol. 15, N l.P. 193-199.
211. Enhanced radiation effects on submicron narrowchannel NMOS / J. Y. Chen,
R. C. Henderson, R. Martin e. a. // IEEE Trans, on Nucl. Sin. 1982. Vol. NS-29, N 6.
P. 1681—1684.
212. Share S., Martin R. A. Effects of ionizing radiation on short channel thin oxide
(200 A) MOSFETa // IEEE Trans, on Electron Dev. 1975. Vol. ED-22, N 8. P. 619-620.
213. Mayers D. K. What happens to semiconductors in a nuclear environment //
Electronics. 1978. Vol. 51, N 6. P. 131-133.
214. Mayers D. K. Ionizing radiation effects on various commercial NMOS micro-
processors// IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1977. Vol. NS-24, N 6. P. 2169-2171.
215. King E. E^ Martin R. L. Effects of total dose ionizing radiation on the 1802
microprocessor // IEEE Trans, on Nucl. ScL 1977. VoL NS-24, N 6. P. 2172-2176.
216. Radiation testing of the CMOS 8085 microprocessor family / F. W. Saxton,
R. E. Anderson, W. T. Corbett e. a. // IEEE Trans, on Nud. Sci. 1983. VoL NS-30, N 6.
P. 4235-4239.
217. Rapid annealing response of the hardened 1802 bulk CMOS microprocessor /
J. ScarpuUa, R. Mazulay, C. Ausnit e. a. // IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1980. VoL NS-27,
N6. P. 1442-1448.
218. King E. EM Manzo G. J. Total dose failure levels of VLS ICS // IEEE Trans,
on Nucl. Sci. 1980. Vol. NS-27, N 6. P. 1449-1451.
219. Аствацатурьян E. P., Беляев В. Ам Зайцев В. Д. Остаточные радиацион-
ные эффекты в цифровых БИС // Зарубежная электронная техника. 1986.
Вып. 2(297). С. 62 -99.
220. Brocket G. J. Exposure-dosc-rate-dependence for CMOS/SOS memory // IF.EE
Trans, on Nucl. ScL 1982. Vol. NS-28, N 6. P. 4056-4059.
221. Brocket G. J.. Measel P., Wahlin K. Transient radiation response of hardened
CMOS/SOS microprocessor and memory devices / IEEE Trans, on Nucl. ScL 1980.
Vol. NS-27, N 6. P. 1432-1435.
222. Wilkin N., Self С. T., Eisen H. Ionizing dose rate effects in microprocessors //
IEEE Trans, on Nucl. Sci. 1980. VoL NS-27, N 6. P. 1420-1424.
223. Sabnts A. Charakterization of annealing in Co60 gamma-ray // IEEE Trans,
on Nucl. Sci. 1983. Vol. NS-30, N 6. P. 4094-4099.
224. Hu G. J., Aitken J. M., Deeaid R. H. A hardened field insulator // IEEE Trans,
on Nud. Sci. 1981. Vol. NS-28, N 6. P. 4102-4104.
225. The effects of nitride passivation on the total dose radiation resistance of a
precision operational amplifier / V. Condito, N. Lambert, T. J. Schwartz e. a. // IEEE
Trans, on Nucl. Sci. 1981. Vol. NS-28, N 6. P. 4325-4327.
226. Handen J., Veloric H. Radiation hardened silicon-on-sapphire// Electron.
Engng. 1984. Vol. 56, N 685. P. 61-62.
227. Станут ли космические лучи непреодолимым препятствием для исполь-
зования СБИС в космосе // Электроника. 1979. № 24. С. 9-10.
228. Oldman Т. R-, McGarrity J. М. Ionization of SiOj by heavy charged particles//
IEEE Trans, on NucL Sci. 1981. Vol. NS-27, N 6. P. 3975-3980.
229. The search for neutron induced hard errors in VLSI structures / J. R. Spour.
Список литературы
251
S. Othmer, A. Bahraman е. а. Ц IEEE Trans, on NucL Sci. 1981. Vol. NS-28, N 6.
P. 3968 -3973.
230. Големмнов H. Г., Иванов В. И., Кремер-Агеев Е. А. Микродозиметриче-
ский подход к анализу отказов в системах однотипных полупроводниковых
приборов при нейтронном облучении Ц Атомная энергия. 1980. Т. 49. Вып. 6.
С. 373-374.
231. Braun С. R. Rad hardening faces the VLSI Challenge // Defense Electronics.
1983. Vol. 15, N 3. P. 110-116.
232. NMOS III technology / S. Sheau-Ming, Fu. Chao-Hsiang, J. Alwood e. a. //
IEEE J. Solid State Circuits. 1982. Vol. 17, N 5. P. 810-815.
233. Electronics Weekly. 1976. N 834. P. 5.
Алфавитно-предметный
указатель
Автоматизация эксперимента 46
Альфа-частицы 35
Активная зона (реактора) 24
Аппарат рентгеновский (см. Установка
рентгеновская)
Бета-частицы 35
Быстродействие (см. Задержка распро-
странения сигнала)
Вентиль (см. Инвертор)
Взрыв ядерный 12, 19, 20, 21
"кулоновский" 83
Время жизни 84, 177
Гамма-кванты 20,21
Гамма-излучение 12, 35
Деформация (см. Напряжения механи-
ческие)
Доза:
поглощенная 13
экспозиционная 13
Дефектообраэование 67, 68, 82
Диэлектрик (диоксид) 88. 203, 207
(оксид алюминия) 92
(ок сини грид кремния) 93
двухслойный 93, 204
Задержка распространения сигнала
214,215,218
Заряд:
в объеме диэлектрика 70, 72,
88, 92, 100
поверхностных состояний 156
эффективный 89, 136, 152, 155,
158
Излучение:
альфа-частиц 34
галактическое космическое 14,15
ионизирующее 12
нейтронное 34,38
реакторное 24,28
рентгеновское 12
солнечное космическое 14, 15, 16
тормозное 29
характеристическое 32
Инвертор с инжекционным питанием
175
КМОП 212
Инжекция дырок в эмиттер 138
электронов высокополевая 43
Канал реактора экспериментальный 26
Квазиуровни Ферми (см. Ферми ква-
зи уро вин)
Ключ-инвертор (см. Инвертор)
Коэффициент усиления 131
Крутизна стокозатворной характери-
стики 200
приведенная 190
Источники:
естественные 9
излучений 12, 37
изотопные нейтронные 34
искусственные 9
полоний-бериллиевые 36
радионуклидные 33
раднй-бериллиевые 36
Интенсивность потоков частиц 14,
21,29,30
тормозного излучения 29
ионизирующего излучения 14
Метод:
вольт-фарадных характеристик 41
высокочастотный 42
квазистатический 41
Механизмы токопрохождения 87,
109, 112
МДП (МОП) структуры 99, 103,
204, 208
ИМС 5,212
БИС 5,222
СБИС 5, 223
транзистор 41,189
Моделирование 9,10
Моделирующие установки (см. Уста-
новки)
Модель Гвина 63
накопления заряда 97, 98
Стенли 107
физико-математические (бнполяр
ных транзисторов) 129
процессов образования дефектов
(дефектообразования) 68, 77,
82
Микросхемы:
биполярные 39,116
МДП (см. МДП ИМС)
253
Алфавитно-предметный указатель
Напряжение на затворе 194
нвстоке 197
механическое 59, 61
переключения 213
пороговое 190
пробивное. пробоя 114. 115
ускоряющее 28
Эрли 187
Нейтроны 20, 21, 34
Область:
переходная 60, 73
приповерхностная 61,82
рабочая 214
Оксид алюминия (см. диэлектрик)
Оксииитрнд кремния (см. Диэлект-
рик)
Спектр
быстрых ПС 78
нейтронов 25, 26
протонов 15, 17
тормозного излучения 31
электронов 15, 17
Строение:
валентной зоны 66
пл шок диоксида 65
Структура:
Иэопламар 1 120,131
Изо пл ан ар 2 123,150
тестовая 44, 181
Параметры
биполярных транзисторов 129
МДП (МОП) транзисторов 189
МОП ИМС 212
Плотность потока 12
Поверхностная подвижность 83
эффективная 201
Поверхностные эффекты 116, 117,
150
состояния (ПС) 60, 77, 156
— быстрые 60, 118
- медленные 61
Поглощенная доза (см. Доза погло-
щенная)
Подвижность (см. Поверхностная по-
движность)
Помехоустойчивость 214,216
Поток частиц (см. Флюенс)
Протоны 16
Псевдовакансия 63
Радиационная стойкость КМОП ИМС
218, 220, 221
МОП БИС 226,227,231
Реакторы
исследовательские 25, 26
подвижные 18
стационарного типа 26
ядерные 18,24
Рекомбинация 169
поверхностная 118, 121, 130, 133,
136,137
электронно-дырочных пар 71
СБИС 233
Сдвиг вольт-фарадной характеристики:
порогового напряжения 190
"аномальный" 192
Скорость поверхностной рекомбина-
ции 83, 120
Солнечный ветер 14,16
Термообработка 210
Ток:
базы 180
инжекции 138
канальной утечки 152
обратный 130
обратный поверхностный 130
потребления 231
рекомбинации 132, 134, 180
стока 189
термогенерации 134, 201
ускоренных частиц 28
через диэлектрики 86,109,112
Транзистор биполярный 189
МДП (МОП) 189
— малых размеров 223
— мощный 195,199
Ускорители 27
Установка моделирующая 22
ядерно-энергетмческзя обработка
(см. Реакторы подвижные)
Флюенс 12
нейтронов 28
Ферми квазиуровни 132, 134
Характеристика:
вопьт-фарадная 42
передаточная статическая 213,216
стоковая 189
стоко-затворная 189
Число обусловленности 182,185
Эффект:
короткого канала 223
модуляции канала 158
неравномерного распределения
164
низкой интенсивности 90, 91
тензорадиационный 62
фотовольтаический 193
Ядерный взрыв (см. Взрыв ядериый)
Оглавление
. Предисловие................................ 5
1
МЕТОДЫ ПРОВЕДЕНИЯ РАДИАЦИОННЫХ ИСПЫТАНИЙ 9
1.1. Введение.............................................. 9
1.2. Источники ионизирующих излучений . .................... 12
1.3. Моделирующие установки................................. 22
1.4. Методы экспериментального исследования................. 39
1.5. Автоматизация эксперимента............................. 46
2
ПОВЕРХНОСТНЫЕ РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В СТРУК-
ТУРЕ ДИЭЛЕКТРИК-ПОЛУПРОВОДНИК.................... 58
2.1. Поверхностные дефекты и механизмы их образования....... 58
2.1.1. Особенности структуры диоксид кремния-кремний........ 58
2.1.2. Механические напряжения и их релаксация при воздействии ионизи-
рующих излучений ....................................... 61
2.1.3. Образование дефектов и накопление заряда в объеме диэлектрика
(SiOa)...................................................... 65
2.1.4. Поверхностные состояния и механизмы их образования... 73
2.13. Радиационные эффекты в приповерхностной области полупроводника 81
2.2. Накопление заряда в структуре металл-диэлектри к-полупроводник 86
2.2.1. Радиационные эффекты в облучаемой МОП-структуре .... 86
2.2.2. Физическая модель накопления заряда в диэлектрике МДП-структуры 97
2.3. Изменение проводимости диэлектрической пленки.......... Ю9
2.3.1. Основные механизмы то ко прохождения через пленку диэлектрика 109
2.3.2. Результаты экспериментальных исследований и их обсуждение . ..... ц2
2.3.3. Изменение пробивного напряжения....................... 114
3
ПОВЕРХНОСТНЫЕ РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В БИПО-
ЛЯРНЫХ ИМС...................................... 116
3.1. Особенности радиационных свойств современных биполярных микро-
электронных структур ...................................... 116
Оглавление
255
3.2. феноменологический подход к анализу радиационных эффектов и про-
ектированию интегральных микросхем ............................. 125
3.3. Физико-математические модели поверхностных радиационных эффек-
тов в биполярных транзисторах................................... 129
3.3.1. Параметры транзисторов, зависящие от поверхностных эффектов 129
3.3.2. Обратный ток............................................. 130
3.3.3. Коэффициент усиления....................................... 131
3.4. Поверхностные радиационные эффекты в биполярных интегральных
микросхемах..................................................... 150
34.1. Поверхностные радиационные эффекты в структурах с глубоким раз-
делительным оксидом (типа иэопланар-2)............................ 150
34.2. Поверхностные радиационные эффекты в структурах с инжекционным
питанием ...................................................... 175
33. Способы выделения отдельных составляющих тока базы.............180
3.5.1. Разделение рекомбинационных потерь в топологически независимых
областях........................................................ 181
3.5.2. Разделение рекомбинационных потерь в топологически зависимых
областях.......................................................... 185
4
РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В МДП ИМС
4.1. Радиационные эффекты в МДП транзисторах (МДПТ)..................
4.1.1. Основные характеристики и параметры МДПТ......................
4.1.2. Изменение порогового напряжения МДПТ..........................
4.1.3. Влияние электрического режима на сдвиг стокозатворной характе-
ристики .............................................................
4.1.4. Изменение других параметров МДПТ..............................
4.2. Влияние технологических факторов на образование заряда в объеме ди-
189
189
190
194
200
электрика...........................................................
4.2.1. Влияние толщины диэлектрика..................................
4.2.2. Влияние материала затвора и способа его нанесения ...........
4.2.3. Влияние условий получения диоксида кремния...................
4.2.4. Влияние термообработок................................... ,
4.3- Радиационные эффекты в МДП ИМС низкой степени интеграции.......
4.3.1. Основные характеристики и рабочая область КМОП-инвертора.....
4.3.2. Радиационные эффекты в КМОП ИМС .............................
4.3.3. Повышение радиационной стойкости КМОП ИМС....................
44. Радиационные эффекты в МОП ИМС высокой степени интеграции.......
44.1. Особенности радиационных эффектов в МОПТ с коротким и узким
203
203
204
207
210
212
212
216
218
222
каналом..................................................... 223
4.4.2. Особенности радиационных испытаний МОП БИС.................225
44.3. Влияние условий облучения на радиационную стойкость.........228
4.44. Радиационная стойкость МОП БИС и методы ее повышения...........231
44. Радиационные эффекты в МОП ИМС сверхвысокой степени интеграции 233
44.1. Ионизационные эффекты.................................... 234
44.2. Эффекты смешения атомов.................................. 235
44.3. Методы повышения радиационной стойкости МОП СБИС..............237
Список литературы...................................................239
Алфавитно-предметный указатель................................... 252
Научное издание
Першенков Вячеслав Сергеевич
Попов Виктор Дмитриевич
Шальков Александр Всеволодович
Поверхностные радиационные
эффекты в элементах
интегральных микросхем
Редактор
Т. А. Солдатенкова
Оформление художника
Е. Н. Волкова
Художественный редактор
А. Т. Кирьянов
Техкический редактор
Н. Н. Хотулева
Корректор
Г. А. Полонская
ИБ N* 1735
Сдано в набор 29.09.87. (Набор выпол-
нен на Композере ИБМ-82). Подписано
в печать 1 $.07.88. Т-15806. Формат
60 X 90 ‘Де. Бумага типографская № 2.
Гарнитура Пресс Роман. Печать офсет-
ная. Усл. печ. л. 16,0. Усл. кр.-отт. 32,5.
Уч.-изд. л. 16,28. Тираж 4300 экз.
Заказ 2033. Цена 2 р. 80 к.
Энергоатомиздат, 113114,Москва,М-114,
Шлюзовая наб., 1 о
Ленинградская типография № 4 ордена
Трудового Красного Знамени Ленин-
градского объединения "Техническая
книга” им. Евгении Соколовой Союэ-
полиграфпрома при Государственном
комитете СССР по делам издательств,
полиграфии и книжной торговли.
191126, Ленинград, Социалистическая
ул., 14.