АКАДЕМИЯ НАУК БССР
ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА И ПОЛУПРОВОДНИКОВ
Ф. П. КОРШУНОВ, Ю. В. БОГАТЫРЕВ,
В. А. ВАВИЛОВ
ВОЗДЕЙСТВИЕ
РАДИАЦИИ
НА ИНТЕГРАЛЬНЫЕ
МИКРОСХЕМЫ
МИНСК
«НАУКА И ТЕХНИКА»
1986

УДК 621.382.049.77:539.1.04
Коршунов Ф. П., Богатырев Ю. В., Вавилов В. А.
Воздействие радиации! на интегральные микросхемы.—Мн.: Наука и
техника, 1986.— 254 с.
В монографии обобщены результаты исследований советских и
зарубежных ученых, полученные при изучении воздействия
проникающей радиации на интегральные микросхемы и их элементы.
Рассматриваются радиационные нарушения в интегральных
микросхемах на основе биполярных и униполярных транзисторов, при этом
учитываются как радиационные изменения свойств
полупроводниковых материалов, так и процессы в отдельных элементах
микросхем.
Предназначена для специалистов в области полупроводниковой
техники, радиоэлектроники и радиационной физики твердого тела.
Будет полезна также аспирантам и студентам старших курсов
вузов указанного направления.
Табл. 21. Ил. 94. Библиогр.— 325 назв.
Редакто р
В. А. Лабунов, чл.-кор. АН БССР
Рецензенты:
В. И. Осинский, д-р техн. наук,
А. Г. Дутов, канд. физ.-мат. наук
2403000000—027
К 70-86
М316—86
© Издательство
«Наука и техника», 1986.

ВВЕДЕНИЕ
Проникающие излучения все в большей
степени используются в различных областях науки
и техники. Источниками проникающей радиации
могут быть радиационные пояса Земли, космическое
излучение, атомные энергетические установки,
ускорители, гамма-установки, рентгеновские и другие
аппараты, создающие потоки электронов, гамма-
квантов, нейтронов, тяжелых заряженных частиц.
Под действием проникающей радиации изменяют
свойства в основном все материалы: менее
прочными становятся металлы, теряют прозрачность
стекла, ухудшаются электрические характеристики
полупроводников. Поэтому особую актуальность и
важность приобретают исследования радиационных
нарушений, а также изыскание путей повышения
радиационной стойкости материалов и изделий.
Опыт показывает, что полупроводниковые
материалы и приборы на их основе обладают
относительно низкой радиационной стойкостью по
сравнению, например, с металлами. Радиационные
эффекты в полупроводниках (смещения атомов,
ионизация, ядерные реакции, поверхностные явления)]
приводят к деградации характеристик и
сокращению срока работы полупроводниковых приборов и
интегральных микросхем (ИМС) в полях
проникающей радиации, а в конечном счете к сбоям в
работе и выходу из строя радиоэлектронной
аппаратуры.
К настоящему времени достигнуты
значительные успехи в области развития теоретических
представлений о воздействии проникающих излучений
на полупроводники и изделия на их основе".
Разработаны методы прогнозирования, а в некоторых
случаях и повышения радиационной стойкости
полупроводниковых материалов и приборов. Результаты
подобных исследований обобщены в ряде моногра-
3

фий, где относительно детально рассматриваются
вопросы радиационных нарушений в различных
полупроводниках и полупроводниковых приборах,
главным образом дискретных, но лишь частично
анализируется воздействие радиации на ИМС.
Вместе с тем полупроводниковые ИМС все
шире применяются в радиоэлектронной аппаратуре, в
том числе предназначенной для работы в условиях
облучения. Преимущество ИМС по сравнению с
дискретными приборами состоит в том, что
микросхемы имеют малые габариты и массу,
минимальную потребляемую мощность и достаточно высокую
надежность. Успешно проводятся работы по
увеличению степени интеграции микросхем и улучшению
их рабочих характеристик, что привело к созданию
больших (БИС) и сверхбольших (СБИС)
интегральных микросхем, которые представляют собой
целые функциональные узлы вычислительных
устройств, выполненные на общей подложке и
составленные из более простых ИМС.
За последние несколько лет накоплено большое
количество экспериментальных данных о влиянии
радиации на ИМС. Однако результаты этих
исследований в основном содержатся в разрозненных
статьях научных журналов. В то же время для
научных работников и инженеров, работающих в
области микроэлектроники, нет книги, содержащей
сведения о радиационных эффектах в
полупроводниковых материалах, приборах и ИМС на их
основе, написанной при едином методологическом
подходе. Предлагаемая книга является попыткой
восполнить этот пробел.
Авторы понимают, что в пределах относительно
небольшой книги невозможно полностью охватить
все сложные вопросы влияния проникающих
излучений на ИМС и их элементы, поэтому они
ограничились кругом задач, представляющих, с их точки
зрения, наибольший интерес на современном этапе
развития микроэлектроники. Главы 1, 2 и 8
написаны Ф. П. Коршуновым, главы 3 и 4 — В. А.
Вавиловым и Ф. П. Коршуновым, 5 и 6 — Ю. В.
Богатыревым и Ф. П. Коршуновым, 7 — Ю. В.
Богатыревым, В. А. Вавиловым и Ф. П. Коршуновым.

Глава 1
ОБРАЗОВАНИЕ РАДИАЦИОННЫХ
НАРУШЕНИЙ В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ
ПРИ ИХ ОБЛУЧЕНИИ
Оценка радиационных повреждений
интегральных микросхем невозможна без ясного представления о
механизме образования радиационных дефектов и процессах
ионизации в исходных материалах. В настоящее время
получены обширные теоретические и экспериментальные данные о
влиянии проникающей радиации на твердые тела.
' В данной главе рассмотрим процессы радиационного де-
фектообразования и ионизации в полупроводниках, которые
основываются на общих современных представлениях
радиационной физики твердого тела.
§ 1.1. ПОРОГОВАЯ ЭНЕРГИЯ ОБРАЗОВАНИЯ
РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ
Образование смещенных атомов в твердых
телах рассматривают как два процесса — это, во-первых,
создание смещений при непосредственном взаимодействии
излучения с твердым телом и, во-вторых, образование вторичных
смещений, производимых первично смещенным атомом. Для
оценки числа смещенных атомов надо знать величину энергии,
необходимую для необратимого смещения атома из узла
кристаллической решетки в междоузлие. Эту энергию обычно
называют пороговой энергией смещения Е^ По оценкам Зейт-
ца величина Еа=2Ъ эВ для кристаллов с энергией связи
атомов, близкой к 10 эВ [1]. Значение Еа получено следующим
образом. Энергия сублимации атома Ес в твердом кристалле
равна половине энергии связи атомов, т. е. примерно 5 эВ, так
как возгонка происходит с поверхности кристалла, и для
отрыва атома достаточно преодолеть лишь половину
межатомных связей. Но это верно только в том случае, если атом
перемещается из узла решетки по траектории наименьшего
сопротивления в некоторое междоузельное положение, позволяя тем
самым соседним атомам вернуться в исходное положение.
В действительности смещенный атом получает резкий удар и
перемещается не по линии наименьшего сопротивления. В
результате соседние атомы не успевают релаксировать. Реаль-
5

Таблица 1.1
Пороговые энергия смещения Е& в полупроводниках
Материал
Si
Ge
GaP
GaAs
GaSb
InP
InAs
Ed, ЭВ
13
20,9
22
12,7
15,5
23
14
30
330+30 кэВ*)
9,1 (Ga); 9,8 (As)
9,0 (Ga); 9,4 (As)
45
1 15
6,2 (Ga); 7,5 (Sb)
6,7 (In); 8,7 (P)
6,7 (In); 8,3 (As)
Температура T, К
300
300
80
263
300
300
80, 270
80
300
300
300
300
77
77
77
77
) Энергия электронов, при которой начинают образовываться смещения.
ной оценкой значения энергии, затрачиваемой при этом, будет
ЬЕС, т. е. £й=25эВ.
Если рассматривать реальную кристаллическую решетку
твердого тела, то очевидно, что Е& будет зависеть от
направления движения выбитого атома в кристаллической решетке и
меняться в зависимости от места, занимаемого этим атомом
внутри решетки. Данные о влиянии ориентации
кристаллической решетки и температуры на Ed в кремнии приводятся в
работе [2]. Обычно величину Ed определяют, облучая
материал монохроматическим излучением, чаще электронами.
Энергия излучения, при которой начинает изменяться какой-
либо наиболее чувствительный параметр материала, например
время жизни неосновных носителей в полупроводниках,
соответствует пороговой энергии смещений. Затем величина Ed
рассчитывается по соответствующим формулам, на которых
мы остановимся ниже. Экспериментальные значения Ed для
некоторых полупроводников, заимствованные из работы [3],
приведены в табл. 1.1.
Существенное влияние на величину пороговой энергии
смещений атомов оказывает температура, при которой происходит
облучение. С ростом температуры отклонения атомов
возрастают,^ при температуре плавления они таковы, что происходит
фазовый переход. Поэтому предполагается [2], что с
образованием дефектов в возбужденной области возникают
аналогичные условия, при которых средние квадратичные отклонения
6

атомов будут почти такими же, как и _при температуре
плавления. Характер изменения величины [Д/'2(ГПЛ)— Дг2(Т)]
(разность средних квадратичных отклонений атомов от положения
равновесия при температуре плавления 7ПЛ и эксперимента
Т) качественно повторяет зависимость пороговой энергии от
температуры, что подтверждает правильность ранее
высказанного предположения [2]. Приведенные в табл. 1.1
экспериментальные значения пороговых энергий смещения некоторых
полупроводников достаточно близко совпадают с
предсказанными теорией.
§ 1.2. СМЕЩЕНИЯ АТОМОВ ПОД ДЕЙСТВИЕМ
НЕЙТРОНОВ И ПРОТОНОВ
Нейтронное облучение. При облучении
твердого тела быстрыми нейтронами происходит смещение атомов
из положения равновесия в основном в результате упругого
взаимодействия с ядрами атомов вещества. Взаимодействие
нейтрона с электронами оболочки мало, и оно практически не
влияет на движение нейтрона внутри вещества по сравнению
с упругим взаимодействием с ядром. При упругом
взаимодействии быстрого нейтрона с веществом он передает часть своей
кинетической энергии ядру атома, в результате чего ядро
смещается, увлекая за собой электронную оболочку атома [4].
В том случае, если скорость умещенного атома будет больше
скорости орбитальных электронов, может произойти его
ионизация. Энергия, передаваемая быстрыми нейтронами ядрам
атомов, имеет значение от 0 до £а max. Спектр энергий ядер
отдачи зависит от углового распределения рассеиваемых
нейтронов. На основании законов сохранения энергии и момента
количества движения (модель твердых шаров) кинетическая
энергия, передаваемая ядрам атомов, определяется
выражением
{мх+м2у
где М\, М2— масса нейтрона и атома; Еп— кинетическая
энергия бомбардирующего нейтрона; в — угол отдачи между
направлением движения нейтрона до и после столкновения.
При угле 6=180° (лобовое столкновение) происходит
передача максимальной энергии
_ шгмг Е а .
A4max — £п- К1-*)
(мх+м2у
При изотропном рассеянии нейтронов все значения энергий
7

отдачи от 0 до ЕА max равновероятны. Тогда средняя энергия,
передаваемая нейтроном атомам вещества при столкновении,
ЕА = ЕАтах/2. (1.2а)
Так, при средней энергии быстрых нейтронов порядка Еп==
= 2МэВ, что имеет место при облучении в стационарном
атомном реакторе, для кремния (М2=28) будем иметь ЕА =
=268 кэВ. Атомы отдачи с такой значительной энергией
способны производить каскады смещений. По формуле (1.2)
можно рассчитать пороговую энергию смещений Ed, зная
минимальную энергию бомбардирующей частицы, при которой
возможно образование смещений. В реальных условиях
быстрые нейтроны рассеиваются не изотропно, а предпочтительно
вперед, т. е. в направлении распространения. Поэтому средняя
передаваемая атому энер_гия меньше рассчитанной по
формуле (1-2а) и будет равна E'A=fEA (где f — поправочный
коэффициент, учитывающий анизотропию рассеяния быстрых
нейтронов). Этот коэффициент для веществ с относительной
атомной массой 9...63 находится в пределах /=0,56...0,84 [4].
Кинетическая энергия, передаваемая ядрам отдачи
быстрыми нейтронами при рассеянии, значительно превышает
пороговую энергию образования смещений Е^ Первично
выбитые атомы в свою очередь способны производить вторичные
смещения, и таким путем образуется каскад смещений.
Поэтому полное число смещений всегда значительно превышает
число актов столкновений быстрого нейтрона с ядрами
атомов в веществе. Число первичных смещений в единице объема
можно подсчитать по формуле [4]
NA = <bnNody (1.3)
где Фп — флюенс быстрых нейтронов, см~2; N — число
атомов в 1 см3; оа — поперечное сечение столкновений,
вызывающих выбивание первичных атомов, см2. Обычно принимают
Cd=OT (где iot—полное сечение взаимодействия нейтронов:
(7т^(1..Л0).10-24см2).
Полное число смещений можно определить из выражения
Nd = v(EA)NA, (1.4)
где v(EA)—число смещений, вызванных первичным атомом,
включая и сам первичный атом, которое зависит от его
энергии. Здесь следует отметить, что первичный атом, имеющий
достаточно большую кинетическую энергию, вначале не
производит смещений, а теряет ее только на ионизацию
вещества, пока его энергия не снизится до некоторого значения £,•
[5]:
Ei^-MfiglSm, (1.5)
8

где Ei — пороговая энергия ионизации; Mi — масса
движущегося атома; т — масса электрона; Eg — наименьшая
энергия возбуждения электронов в полупроводниках и
диэлектриках, совпадающая с шириной запрещенной зоны.
Для кремния Ei=7,5 кэВ, для германия Ei=l2 кэВ.
Зависимость числа смещений v от энергии первичного атома Еа,
потерявшего свою энергию до величины меньше Еи может
быть оценена исходя из следующих соображений [5, 6]. При
упругом ударе первично смещенный атом передает второму
атому энергию Е'А2, оставляя за собой энергию Е'м. ,
Суммарная энергия первичного атома EAX=EAl +Е'А2.
В соответствии с законом соударений твердых шаров все
значения передаваемой энергии от 0 до EAi равновероятны и
дифференциальное поперечное сечение da для передачи
энергии в диапазоне EA...EA + dEA будет составлять:
da = c'dE, с' = па\/Ели
где а\ — радиус сферы. Среднее число смещений,
произведенных первичным атомом с энергией ЕАь если после размена
энергий Е'м ^Ed, описывается выражением
V(EA1)= [ -^—V(EAl)dEAV (1.6)
где v(E'M)—число смещений, которое может произвести
первичный атом после первого соударения.
Число смещений, образованных вторым атомом, равно
v(E'A2 ), если E'A2^Ed. На основании сказанного можно
записать выражение, аналогичное (1.6). Сложив два интеграла,
будем иметь уравнение для числа смещений v(EA),
справедливое в области 2Еа<ЕА<Е^
v(EA)=-— \v(EA)dE'A. (1.7)
После умножения правой и левой частей уравнения (1.7) на
ЕА и дифференцирования по ЕА получим
-^[EAv(EA)]==2-^- Г v(EA)dEAy
dEA dEA id
или v (EA) + EAdv (Еа )/dEA = 2v (EA )• Отсюда для области
2Ed<EA <Et
ЕА±Ш=,(ЕА). (l.8>
dEA
9>

Решение уравнения (1.8) имеет вид
v{EA) = C1EA. (1.9)
При условии, если ЕА=2Еа, v = l, постоянная Су=\/2Еа.
Тогда для выражения (1.9) можно записать
v(£U)=l при Ed<EA<2Ed,
ЕА_
v(EA) = -^r- при EA>Eh
v(EA) = —^r при 2Ed<EA<Eh (1ло)
2Ed
Из каскадной модели Кинчина — Пиза [5] следует, что
атом отдачи с энергией, меньшей пороговой энергии
ионизации Ег, половину своей первоначальной энергии тратит на
образование смещенных атомов. Вторая половина ее теряется в
столкновениях, не сопровождающихся смещением атомов.
Надо заметить, что между потерями на упругие соударения и
ионизацию резкой границы, указанной при определении Е\, в
действительности не существует. При нейтронном облучении с
энергией Еп>0,1 МэВ, когда Ea>Ei и Еа=25 эВ, для
кремния v(EA) = l,5-102, для германия 2,4-102. При больших
энергиях первично смещенных атомов указанное выше
приближение становится грубым. Линдхард [7] уточнил энергетические
потери на ионизацию в процессе замедления атома в
веществе. На рис. 1.1 представлены результаты расчета числа
смещений в зависимости от энергии нейтронов по теории Кинчина—
Пиза и Линдхарда на 1 нейтрон на единицу длины [8]. При
малых энергиях нейтронов кривые почти совпадают, а при
больших энергиях значительно расходятся. Предполагается
однократное столкновение нейтрона с атомом.
Кинчин и Пиз [5] развили теорию каскадного процесса,
учитывающего столкновения с замещением, т. е. теорию фо-
А{нщон/сп
кусированных столкновении.
По этой теории полное
число смещений остается
прежним, однако число
перемещений в кристалле увеличи-
Рис. 1.1. Зависимость числа
смещений в Si от энергетического
спектра нейтронов по теориям
Кинчина—Пиза (/) и Линдхарда
J^jf (2) (£* = 13 эВ)
10

вается. С учетом фокусированных соударений возрастает
расстояние между пустым узлом и атомом в междоузлии. Учет
каскадных процессов, по-видимому, может иметь практический
смысл при ионном легировании на малые глубины, а также
при отжиге.
При рассмотрении механизма образования смещений [5]
не принимались во внимание эффекты, связанные с
кристаллографией решетки. Теоретические и экспериментальные
работы показывают, что пороговая энергия смещений в
некоторой степени зависит от кристаллографического направления
удара [2]. Заслуживает внимания также учет эффекта кана-
лирования частиц при рассмотрении процессов образования
радиационных дефектов. Робинзон и Оэн [9] сделали в
каскадной теории Кинчина — Пиза учет вероятности канали-
рования частиц, который дал количество смещенных атомов
почти в два раза меньше, чем без такого учета. Выше
рассматривались радиационные нарушения, возникающие при
смещении атомов из равновесного положения. В
действительности могут создаваться такие ситуации, когда нарушения,
возникающие в результате облучения, охватывают группы
атомов. Это связано с тем, что значительная энергия,
переданная одному атому быстрым нейтроном, может
распределяться между соседними атомами. В этом случае образуются
целые области радиационных нарушений [4]. В
полупроводниках такие дефекты называют областями разупорядочения.
Этот тип дефектов, по-видимому, особенно сильно влияет на
надежность интегральных микросхем.
В заключение отметим возможность образования
смещений вследствие ядерных реакций [10]. Примером таких
реакций служит радиационный захват —(п, -у)-реакция,
вызываемая в основном тепловыми нейтронами. Энергия отдачи ядра
в реакции (п, у) для кремния равна 473 эВ, и образующееся
количество смещений в среднем составляет 10 [10]. Это
число, конечно, существенно меньше, чем при облучении
быстрыми нейтронами, но его необходимо учитывать, особенно там,
где тепловая компонента нейтронного облучения преобладает
над быстрой.
Протонное облучение. При воздействии на твердое тело
протонов они теряют кинетическую энергию вследствие
упругого рассеяния на атомах и ядрах и неупругого при
взаимодействии с электронными оболочками атомов. При энергиях
протонов до 50 МэВ в основном необходимо учитывать
упругое резерфордовское рассеяние на кулоновском потенциале
атомов, а при энергиях свыше 50 МэВ — как упругое, так и
неупругое. Величина энергии, передаваемая протонами (да
50 МэВ) атомам, определяется по формуле (1.1), а ее
максимальное значение — по формуле (1.2). Здесь следует заме-
И

тить, что при протонном облучении более вероятна передача
атомам малых количеств энергии, так как они рассеиваются
главным образом под малыми углами в к первоначальному
направлению [11]. Средняя энергия, передаваемая атому
при протонном облучении и обусловливающая его смещение,
может быть определена по формуле
л- - т1п~ъ—• (i-ii)
■^Лтах Ed Ed
Расчет по формуле (1.11) пЬказывает, что при облучении
протонами атомам передается малая энергия по сравнению с
нейтронным облучением. Так, например, протон с энергией
£Р=2,5 МэВ передает атому кремния среднюю энергию
Да=130 эВ, в то время как нейтрон с энергией £п = 2 МэВ
передает атому кремния среднюю энергию, равную £а=
= 135 кэВ. Таким образом, при облучении протонами
сравнительно небольших энергий роль вторичных процессов в
смещении атомов невелика.
Число смещений в веществе при протонном облучении
будет определяться, как и при нейтронном облучении, по
формулам (1.3) и (1.4). Полное поперечное сечение упругого ре-
зерфордовского рассеяния протонов определяется при
помощи выражения [4]
оупр = l6nalZ**Z** ^ fi— ( Елтах —l\ (1.12)
d ° 1 2 {Мг + М2у Е2Атак V Ed У
где а0 — боровский радиус; Z * и Z *— заряды протона и
ядра смещаемого атома соответственно; ER— постоянная Рид-
берга; £лтах— максимальная энергия, передаваемая атому
вещества.
Из формулы (1.12) видно, что при снижении энергий
протонов кг ^пр растет. Это приводит к тому, что в конце пробега
протонов, когда их энергия снижается, резко возрастает
число смещений. К примеру, в кремнии для Ер=1 МэВ и Ed—
= 12,9 эВ crgnp =1,5- 10~2а см2, что на три порядка больше,
чем для нейтронов. Число первичных смещений в 1 см3 в
кремнии при облучении нейтронами и протонами с энергией
2 МэВ соответственно будет 42 и 341 [12]. В конце пробега
протон захватывает электрон и превращается в атом
водорода, который при достаточной энергии может также создавать
смещения.
При энергии протонов свыше 50 МэВ, как уже отмечалось,
происходит неупругое их рассеяние на ядерном потенциале
атомов вещества, сопровождающееся образованием вторич-
12

ных частиц: нейтронов, протонов и гамма-квантов. В этом
случае определение числа смещений усложняется. При
протонном облучении полупроводников, как и при нейтронном,
эффективно образуются области разупорядочения.
§ 1.3. ОБРАЗОВАНИЕ ДЕФЕКТОВ СМЕЩЕНИЯ
ПОД ДЕЙСТВИЕМ БЫСТРЫХ ЭЛЕКТРОНОВ
И ГАММА-КВАНТОВ
Электронное облучение. При облучении
быстрыми электронами наряду с ионизацией могут происходить
смещения атомов. Электроны с энергией порядка 1 МэВ и
выше производят атомные смещения путем прямого кулонов-
ского взаимодействия с ядрами атомов твердого тела. При
этом для описания движения электронов с такой энергией
необходимо вводить релятивистские поправки. Максимальная
энергия, передаваемая ядру атома релятивистским
электроном (угол 8=180°), определяется по формуле [4]
ЕАтах = 1(Ее + 2тс*)/М2С*]Ее,
где Ее — кинетическая энергия бомбардирующего электрона;
с — скорость света.
Общее выражение для определения передаваемой атому
энергии имеет вид
EA = EAma,sm*(@/2).
Значения максимальной энергии, передаваемой быстрыми
электронами различных энергий атомам кремния и германия,
приводятся в табл. 1.2. Минимальную энергию электронов,
при которой возможны смещения, можно определять, зная
Еа, по формуле
Ее min = j/flA* + Щ- М2С? - ttW\
Из табл. 1.2 видно, что электроны с энергией 0,1 МэВ не
могут вызвать смещений в кремнии и германии, так как £.Атах<:
<Ed. Минимальная энергия электронов, при которой
возможны смещения в кремнии, составляет около 150 кэВ, а в
германии — 360 кэВ [13].
Для расчета числа смещенных атомов, возникающих при
электронном облучении, необходимо знать сечение рассеяния
бомбардирующих электронов ядром. При взаимодействии
быстрого электрона с энергией порядка нескольких МэВ с
ядром учитывается главным образом кулоновский потенциал
ядра, поскольку влияние электронной оболочки несуществен-
13

Таблица 1.2
Максимальная энергия, передаваемая
быстрыми электронами атомам кремния и германия
Ее> МэВ
0,1
0,3
0,5
эВ
8,58
30,32
58,18
£Лтах<°е)>
эВ
3,32
11,73
22,51
Ее, МэВ
2
5
10
^max(Si),
эВ
462,10
2302,08
8426,93
ЯЛтах <Ge),
эВ
178,79
890,70
3260,46
но. Выражение для полного поперечного сечения смещений
Gd в случае рассеяния релятивистских электронов имеет
вид [6]
ad (Ее) = 8тса0
-гНг-I)+"*(i_,)+
+ (Ро + яаР„)1пл:0
(1.13)
где (Г0
[ 2шс2. )
1—
Ро =
Р4о
[ тс2 [
а = Zq*/he; х0 =VEd/EA max;
тс
211/2
1 +
2Ее
тс2-
+
mc*>
Выражение (1.13) справедливо для сравнительно тонких
образцов, когда потери энергии малы (АЕ<^Ее).
Чтобы вычислить концентрацию первичных смещений в
веществе, возникающих в результате бомбардировки
быстрыми электронами, необходимо флюенс электронов Фе
умножить на число атомов N в 1 см3 вещества и на поперечное
сечение смещений od:
NA = OeNed(Ee).
Полное число смещенных атомов Nd по аналогии с
нейтронным облучением можно оценить из выражения (1.4).
Каскадная функция v(EA) вычисляется в соответствии с теорией
Кинчина — Пиза из выражения (1.10).
Кейн j[14] провел расчет полного числа смещений, прихо*
дящихся на один падающий электрон с энергией 0,5...7,0 МэВ,
в кремнии и германии для двух пороговых энергий Ed=l5 и
30 эВ. Результаты расчета для кремния представлены на
рис. 1.2.
14

Вероятное распределение смещенных атомов по энергиям
при электронном облучении определяется по формуле [6]
Nd(EA) = ina0EAm,jE2A. (1.14)
Из выражения (1.14) видно, что наибольшее число
смещенных атомов соответствует минимальной энергии ЕА. Так,
оценки показывают, что при электронном облучении с
энергией до 5 МэВ большинство атомов отдачи имеет энергию не
более 30...100 эВ, т. е. N
лишь немного превосхо- I
дящую пороговую энер- ! ^^J—
гию смещений. 8\ ^
Таким образом, бом- ^^-^^
бардировка электронами *\ ^^
с энергией до 5 МэВ при- | s^
Л / 2
Рис. 1.2. Число смещенных
атомов в Si на один быстрый
электрон при £d = 15 (1) и
30 эВ (2)
водит к образованию в основном дефектов типа пар
Френкеля. При энергиях электронов более 25 МэВ они по
эффективности воздействия приближаются к нейтронам и могут уже
создавать в полупроводниках области разупорядочения.
Облучение гамма-квантами. При облучении
гамма-квантами, так же как и быстрыми электронами, происходят
смещения атомов и образование дефектов типа пар Френкеля.
Однако вероятность непосредственного взаимодействия
гамма-квантов с ядрами атомов мала [14]. Обычно образование
смещений атомов при гамма-облучении обусловливается
действием быстрых электронов, возникающих в результате
фотоэффекта, эффекта Комптона и образования электронно-пози-
тронных пар [15]. В области энергий гамма-квантов менее
5 МэВ преобладает эффект Комптона. При более высоких
энергиях наряду с этим эффектом существенную роль
начинает играть образование электронно-позитронных пар. В
кремнии при облучении гамма-квантами 60Со со средней
энергией —1,25 МэВ комптоновское рассеяние образует
электроны со средней энергией ~0,59 МэВ. Расчет
количества смещений под действием гамма-квантов начинается с
расчета числа быстрых электронов и электронно-позитронных
пар, возникающих под действием гамма-квантов. Вклад
фотоэффекта в образование радиационных дефектов незначителен.
Затем при вычислении количества смещенных атомов необхо-
l J 4
6 с*М
15

димо пользоваться рассмотренной выше теорией образования
смещений под действием быстрых электронов. Число
электронов, образующихся в 1 см3 вещества в результате эффекта
Комптона при облучении гамма-квантами, определяется
выражением
п = ФуЫас,
где Фу — флюенс гамма-квантов с энергией Еу; N —
концентрация атомов в 1 см3 вещества; кус — поперечное сечение
образования комптоновских электронов с энергией Ее,
отнесенное к одному атому.
Поперечное сечение комптоновского рассеяния
определяется формулой [16]
°1 1-е' т?(1— в') L 1-е' JJ
где е' = Ее/Еу] у = Еу/тс2; а0= nr\Zmc*lEh r0 = q/mc —
классический радиус электрона; Z — атомный номер вещества. Среднее
число смещенных атомов в единице объема вещества при
облучении гамма-квантами можно рассчитать по формуле [12]
Nd = ФУЫ2 (-dEfdx)-'acad (Ёе) Ee/2Ed,
где —dE/dx — потери энергии комптоновских электронов;
Ее — средняя энергия комптоновских электронов.
Кейн [14] провел расчет числа смещений, возникающих в
кремнии и германии под действием гамма-квантов с энергией
до 7 МэВ. Сделанные оценки (на основании результатов Кей-
на) числа смещений в 1 см3 кремния под действием гамма-
квантов 60Со (£v~l,25 МэВ) дают значения Afd~5-10_3 при
Еа=30 эВ и Ndc*3-№-2 при £^=15 эВ. Обнаруживается
сильная зависимость количества смещенных атомов от
выбранной пороговой энергии смещений.
Наряду с ударным механизмом смещений атомов, который
является основным, при облучении гамма-квантами и
заряженными частицами может иметь место ионизационный
механизм образования радиационных дефектов. В результате
свойства некоторых полупроводниковых материалов могут
изменяться под действием радиации «допороговых» энергий.
Модель ионизационного механизма образования
радиационных дефектов в щелочно-галоидных кристаллах была
предложена Вар ли [17]. Согласно этой модели, при облучении
кристаллов с сильно ионными связями, таких, как щелочно*
галоидные кристаллы или некоторые полупроводниковые
соединения, отдельные отрицательные ионы могут лишаться
двух и более электронов и в результате такой многократной
ионизации приобретать положительный заряд. Образовав-
16

шийся положительный ион может быть смещен соседними
положительными ионами в междоузлие. Однако вопрос о
«допороговых» эффектах образования радиационных
дефектов в полупроводниках во многом остается спорным.
§ 1.4. ОБЛАСТИ РАЗУПОРЯДОЧЕНИЯ
При облучении полупроводников нейтронами,
протонами, высокоэнергетическими электронами в них могут
образовываться области радиационных нарушений, которые
обычно называются областями разупорядочения [18, 19].
Размеры областей разупорядочения по результатам
электронно-микроскопических исследований лежат в пределах 5...
...50 нм. Образование областей разупорядочения обусловлено
тем, что при больших энергиях бомбардирующих частиц
появляются атомы отдачи, которые всю свою огромную
кинетическую энергию вынуждены терять в маленьком объеме на
расталкивание атомов кристаллической решетки. Так образуются
области радиационного нарушения, по форме близкие к
сфере или эллипсоиду. Разупорядоченная область сохраняет
полупроводниковые свойства, присущие этим материалам,
после очень высоких доз облучения. Например, в германии я-ти-
па эти области имеют проводимость р-типа, а в кремнии п- и
р-типов собственную, что приводит к возникновению
электрического несоответствия между сильно поврежденной областью
и остальной матрицей материала.
Госсик [18] предположил, что разупорядоченные области
содержат большое число дефектов с глубокими
энергетическими уровнями, которые становятся заряженными посредством
захвата подвижных носителей из окружающего
неповрежденного материала. Это приводит к формированию
области пространственного заряда, обедненной свободными
носителями. Пространственный заряд вызывает возмущение
электростатического потенциала, представляющее собой
потенциальный барьер для основных и потенциальную яму для
неосновных носителей заряда (НЗ), т. е. барьер препятствует
захвату основных носителей, тогда как захват неосновных НЗ
возрастает. Величина потенциального барьера, разделяющего
разупорядоченную область и поврежденный материал,
определяется размерами и степенью повреждения зоны и
концентрацией легирующей примеси в поврежденном материале.
Результаты рентгеноструктурного анализа самих областей
разупорядочения, исследования на просвечивающем
электронном микроскопе и данные инфракрасного поглощения
показали, что эти области сохраняют кристаллическую
структуру. .Считается, что они обогащены вакансиями и их
ассоциациями типа дивакансий, тривакансий и т. д. Из исследований
17

электронного парамагнитного резонанса (ЭПР) следует, что
такие зоны дают ЭПР — сигнал, идентичный сигналу
электронных состояний для аморфного кремния. В работе [20]
указывается на возможность аморфизации не всей области
разупорядочения, а лишь некоторой ее доли. Однако вопрос о
природе и структуре разупорядоченных областей остается
открытым.
Разупорядоченные области эффективно влияют на
изменение электрических свойств полупроводниковых кристаллов
и, следовательно, приводят к снижению надежности больших
интегральных микросхем.
Расчет числа областей разупорядочения осложняется
неоднозначностью их размеров, зависящих от энергии
первичных атомов отдачи, а также отсутствием точных данных о
пороговой энергии их образования. Под пороговой энергией в
данном случае понимается некая эффективная энергия атомов
отдачи, выше которой возможно образование областей разупо:
рядочения. Согласно данным многих авторов [3, 12, 18—20],
эффективная пороговая энергия образования областей раз-
упорядочения лежит в области энергий £"dr.=5...20 кэВ.
В расчетах, вероятно, оправдано исходить из того, что при
энергиях атомов отдачи ниже Edr в кристалл полупроводника
вводятся только точечные дефекты или их ассоциации с
атомами примесей и между собой, а при энергиях выше Edr—
разупорядоченные области. Тогда, интегрируя
дифференциальные поперечные сечения рассеяния различных
высокоэнергетических частиц в пределах от Edr до £лтах, можно
получить поперечное сечение образования разупорядоченных
областей
ЕАГ*йо{Е, ЕА)
^=j -JE^dEA'
Edr
где da(E, Еа) — дифференциальное поперечное сечение
рассеяния частиц. Выражения &в(Е, ЕА) для нейтронов,
протонов, электронов и ионов имеются в работе [3]. Тогда для
оценки концентрации разупорядоченных областей в
полупроводнике можно записать выражение
Ndr = odrNO.
§ 1.5. ВОЗБУЖДЕНИЕ НЕРАВНОВЕСНЫХ
ЭЛЕКТРОНОВ И ДЫРОК
Возникающие под действием ионизирующих
излучений неравновесные электроны и дырки в
полупроводниках и диэлектриках могут влиять на функционирование
дискретных полупроводниковых приборов и ИМС. В этой связи
18

представляет интерес рассмотреть в общих чертах
физические явления, в результате которых энергия ионизирующих
излучений (электронов, протонов, ^-квантов и др.)
преобразуется в энергию неравновесных носителей тока.
Основная причина возникновения неравновесных
электронов и дырок в твердом теле при облучении — ионизация.
Физический механизм при ионизации — кулоновское
взаимодействие быстрых заряженных частиц с электронами оболочек
атомов вещества. При облучении нейтронами, которые не
взаимодействуют с электронными оболочками атомов, также
может иметь место ионизация, но в этом случае она является
вторичным процессом, связанным с образованием смещенных
ионов, а также ядер отдачи, возникающих при ядерных
реакциях. При облучении гамма-лучами образуются быстрые
комптоновские и фотоэлектроны, а также электронно-позит-
ронные пары. Количественной характеристикой
ионизационных процессов являются удельные потери энергии,
определяемые величиной —dE/dx (Е — энергия частицы, х —
координата частицы на ее траектории). При сравнительно высоких
энергиях эти потери доминируют. Потери энергии на
смещение атомов малы и составляют менее 1/1000 от полных
потерь [21]. Энергия возбужденного электрона может быть
любой, если электрон оказывается вне атома, или приобретать
определенные (дискретные) значения, если электрон не
отрывается от атома, а лишь переходит в возбужденное
состояние. При ионизации в газах возникают свободные электроны
и положительные ионы, а потери энергии, идущие на
ионизацию, принято называть ионизационными. В твердых телах,
например в полупроводниках и диэлектриках, по аналогии с
газами вводится понятие «внутренней ионизации>*,* которая
соответствует переходу валентных электронов в зону
проводимости. Образующиеся таким образом избыточные электроны и
дырки «свободны» лишь в пределах кристалла.
Важнейшие характеристики ионизационных процессов—
удельные потери энергии и средняя энергия ионизации —
рассматривались теоретически и экспериментально в ряде
работ [22—24]. Зная эти характеристики, можно рассчитать для
данного полупроводника количество неравновесных НЗ при
ионизации. Заметим, что бомбардирующие заряженные
частицы с энергией, превышающей некоторое критическое
значение, начинают терять энергии больше на тормозное излучение,
чем на ионизацию. Например, критическое значение энергии
электронов при облучении кремния равно 28 МэВ, а
германия — 11 МэВ [6].
Исходя из того, что почти вся потерянная частицей
энергия (поглощенная энергия) расходуется на ионизацию, можно
подсчитать максимально возможное количество электронно-
19

дырочных пар, возникающих в 1 см3 полупроводника или
диэлектрика в 1 с:
пи = Ф (~ йЕ/с1х)/Ею
где ф — плотность потока ионизирующего излучения (см~2Х
Хс-1); £и— средняя энергия ионизации; dE/dx — удельные
потери энергии. Средняя энергия ионизации для данного
вещества — постоянная величина, равная энергии, расходуемой
на образование одной электронно-дырочной пары.
Средняя энергия ионизации в полупроводниках. При
ионизации газов полное число пар ионов пи пропорционально
уменьшению кинетической энергии частицы при торможении,
т. е. равно пп=АЕ/Еи (где АЕ— потери кинетической
энергии частицей). Значение £и для газов не зависит от типа
ионизирующего излучения и начальной энергии и
составляет около 30 эВ [22], что несколько превышает потенциал
ионизации.
По аналогии с газами в полупроводниках и диэлектриках
также вводится понятие о средней энергии ионизации Еи.
Однако в экспериментальном определении средней энергии
ионизации в полупроводниках и диэлектриках имеются трудности,
которые состоят в правильном учете потерь неравновесных
носителей в результате рекомбинации, явлений захвата НЗ
локальными центрами, а также возбуждения колебаний
атомов кристаллической решетки. Экспериментально
определенные значения средней энергии ионизации для ряда
полупроводников при комнатной температуре приводятся в табл. 1.3
[25]. Как вийно из таблицы, средняя энергия ионизации
значительно больше ширины запрещенной зоны полупроводника,
что обусловлен генерацией фононов, плазмонов и другими
потерями. В работе [26] получено выражение для
определения средней энергии ионизации в зависимости от ширины
запрещенной зоны, которое достаточно хорошо согласуется с
экспериментальными результатами:
Еи = 2,67^ + 0,87 эВ.
Остановимся на оценке количества неравновесных
электронно-дырочных пар, возникающих в полупроводниках при
различных видах облучения.
Электронное облучение. Электроны с энергией до 10 МэВ
теряют энергию в основном на ионизацию и возбуждение
атомов. Потери энергии на смещение ядер, как отмечалось выше,
весьма малы по сравнению с полными потерями. Удельные
потери для релятивистских электронов можно определить по
формуле [24] ,
dEe ^inq^ZN
dx mv2-
mv2E<
In mv Де (21^1—P2—1+Р)1п2-Ь1—P2
2/2(1 _^) ™
20

Таблица 1.3
Средняя энергия ионизации в некоторых полупроводниках
при комнатной температуре
Параметр
Средняя энергия
ионизации Ею эВ
Ширина запрещенной
зоны Eg, эВ
Полупроводник
Si
3,60+0,05
1,12
Ge
2,85+0,1
0,665
GaP
7,8+0,8
2,35
GaAs
7,2
2,4
SiC
9,3+1,0
2,86
где $=v/c — скорость электрона, отнесенная к скорости
света; / — средний ионизационный потенциал (/= (11,5 Z) - 1,6Х
Х10~19 Дж для легких веществ, Z<15 и /=(9,0 Z)-l,6 X
ХЮ~19 Дж для более тяжелых веществ).
На рис. 1.3, а представлена кривая удельных потерь
энергии электронов, а на рис. 1.3, в — пробег моноэнергетических
электронов в кремнии.
Расчет количества электронно-дырочных пар,
возникающих в 1 см3 полупроводника в 1 с при электронном облучении,
можно выполнить по формуле
пл = Фе (— dEejdx)lEw (1.15)
где фе — плотность потока бомбардирующих электронов,
см-2-с-1.
Выражение для пи> когда все бомбардирующие электроны
тормозятся, запишем так:
где Re — длина пробега бомбардирующих электронов.
На практике часто возникает необходимость определить
мощность поглощенной дозы Ре (рад/с) при облучении
образцов быстрыми электронами. Такой расчет, исходя из полного
поглощения бомбардирующих электронов в образце, можно
провести по формуле
Pe = q>eEe/Re. (1.15а)
Так как Re выражается в г/см2, 1 рад=10-5 Дж/г,
1 МэВ = 1,6-10-13 Дж, то формула (1.15а) примет вид
Р,= 1,6.10-*фвВДв.
Протонное облучение. При столкновении протона с
электроном электрону передается небольшая (~10~3) часть
первоначальной энергии протона. Поэтому путь протона в веще-
21

стве почти прямолинеен. Выражение для определения
удельных потерь энергии протонов в веществе имеет вид [24]
dEv 4nq*ZZ* N
dx
mvi
In 2mvl _ in(i_p2)_p2
где z* — заряд протона; vv — скорость протона. Пробег
протона в веществе в общем виде определяется как
Яр=1
dEv
8 (—dEp/dx)
На рис. 1.3 представлены значения —dEv/dx (б) и RP (г)
при различной энергии протонов.
Количество электронно-дырочных пар, возникающих в
1 см3 полупроводника в 1 с при протонном облучении, можно
определить как
л. = ФР(-4Яр/<Ь)/Я., (1Л6>
где фр — плотность потока протонов.
В случае, когда все протоны тормозятся в образце,
выражение (1.16) можно записать в виде
ли = ypEp/RpE,,.
б.ИэВ
10° W1 Ю1 W3 Ю*Пе№Ь
W1
10'
Юи
Ю<
W3 fa, т»
Рис. 1.3. Удельные потери энергии электронов (а) и протонов (б), а
также пробег моноэнергетических электронов (в) и протонов (г) в кремнии
22

Гамма-облучение. При взаимодействии гамма-квантов с
веществом имеют место в основном три механизма их
поглощения и рассеяния: фотоэффект, комптон-эффект и
образование электронно-позитронных пар. При фотоэффекте квант,
взаимодействуя с одним из электронов оболочки атома
(обычно /(-оболочки), полностью передает ему энергию и выбивает
этот электрон. Вылетающий электрон обладает энергией,
равной разности энергии поглощенного кванта и энергии связи
электрона в атоме. В результате происходит образование
вакантного состояния на соответствующем энергетическом уровне
электронной оболочки. На этот вакантный уровень может
перейти электрон с более удаленного энергетического уровня, что
приводит к испусканию кванта характеристического
излучения, или оже-эффекту. Таким образом, при фотоэффекте гамма-
квант исчезает, а его энергия расходуется на вырывание из
атомов фотоэлектронов и электронов Оже и передачу им
кинетической энергии, а также в незначительных количествах
на образование характеристического излучения. В
большинстве практических случаев для материалов микроэлектроники
можно принимать, что при фотоэлектрическом поглощении
вся энергия гамма-излучения расходуется на образование
фотоэлектронов. Коэффициент линейного ослабления (см-1)
гамма-излучения за счет фотоэффекта определяется
выражением |[24]
H~lO-™NZ*E-3'\ (1.17)
где Ev — энергия гамма-квантов, МэВ.
Как видно из формулы (1.17), процесс фотоэлектрического
поглощения преобладает при сравнительно малых энергиях
гамма-квантов и больших атомных номерах облучаемого
вещества. Например, в кремнии ослабление, обусловленное
фотоэффектом, заметно только при Еу менее 100 кэВ.
Комптоновское рассеяние гамма-квантов имеет место в
том случае, если энергия падающего фотона намного
превышает энергию связи электрона в атоме. Взаимодействие
гамма-кванта и электрона носит характер упругого. При этом
гамма-кдант теряет часть энергии и изменяет направление
движения, т. е. происходит процесс рассеяния. Энергия,
переданная электрону, расходуется на отрыв электрона от атома
и сообщение ему скорости (кинетической энергии). Чем
больше энергия гамма-кванта, тем меньше средний угол его
отклонения от первоначального направления. Кинетическая
энергия рассеянного гамма-кванта определяется выражением
£v=£v[l+(l— cos®) Еу/тс2]-1' (1Л8)
а кинетическая энергия электрона отдачи Ee=Ev—E^. В вы-
23

ражении (1.18) не учитывается энергия связи электрона.
Электроны отдачи могут иметь энергию от нуля до
максимального значения, которое соответствует рассеянию квантов
в обратном направлении (при 0=180® Е' минимальна) [24]:
Еетм = 2Е2у/(тс* + 2Еу).
Так как каждый электрон вещества участвует в процессе
рассеяния, то коэффициент ослабления, характеризующий
комптон-эффект, пропорционален электронной плотности
вещества NZ. Если размеры рассеивающего вещества
достаточно велики, то в результате неоднократных процессов
рассеяния значение энергии гамма-квантов уменьшается настолько,
что происходит эффект фотоэлектрического их поглощения.
Коэффициент линейного ослабления при комптоновском
рассеянии определяется выражением [24]
|хк = 1,25 • 10-?WZ [In (2Еу/тс2) + l/2]/£Y.
В кремнии вследствие комптон-эффекта происходит основное
поглощение гамма-квантов с энергией от 50 кэВ до 15 МэВ*
При взаимодействии гамма-кванто.в с кулоновским полем
ядра проявляется эффект образования электронно-позитрон-
ных пар. В результате такого взаимодействия гамма-квант
полностью теряет энергию, при этом образуется пара частиц
позитрон — электрон. Поэтому данный эффект может
наблюдаться при энергии гамма-квантов, превышающей суммарную
энергию покоя электрона и позитрона 2т0с2=1,02 МэВ.
Разность энергии фотона и энергии покоя пары позитрон —
электрон переходит в кинетическую энергию образующейся
электронно-позитронной пары (МэВ):
При этом незначительная энергия отдачи передается ядру.
Эффект образования позитронно-электронных пар в кремнии
играет существенную роль при поглощении квантов с
энергией свыше 15 МэВ. Коэффициент линейного ослабления при
образовании пар под действием квантов больших энергий имеет
логарифмическую зависимость от энергии:
fxn~JVZ4n£7.
Таким образом, коэффициент линейного ослабления гамма-
излучения можно записать как сумму трех коэффициентов:
\*> = |*ф + Ик + Иш
каждый из которых, как показано выше, различным образом
зависит от энергии квантов и природы вещества.
24

По аналогии с электронным облучением для оценки
количества электронно-дырочных пар, образующихся в 1 см3
полупроводника в 1 с при облучении гамма-квантами, имеем
nJt=<pyEy(l-erV)/REB, (1.19)
где cpv — плотность потока гамма-излучения; I — толщина
образца, см. Однако при расчетах удобнее пользоваться
мощностью поглощенной дозы в образце. Тогда выражение (1.19)
можно записать так:
яи = Р,Р1/£и, (1.20)
где Ру— мощность поглощенной дозы, рад/с; -pi— плотность
полупроводника, г/см3. В свою очередь выражение (1.20)
представим в виде
пи = РуКу, (1.21)
где Kv— коэффициент, равный количеству
электронно-дырочных пар, образующихся в 1 см3 полупроводника при мощности
поглощенной дозы 1 рад/с. Для кремния jPCv=4,3-1013
см-3-рад-1, для арсенида галлия 5,4-1013 см^-рад-1.
Величину коэффициента Ку можно определить при помощи
выражения
tfY=10"Pl/l,6SH.
Нейтронное облучение. При облучении полупроводников
нейтронами последние непосредственно вызвать ионизацию не
могут. Ионизация, как отмечалось выше, возникает при
нейтронном облучении в результате вторичных процессов,
связанных с образованием смещенных атомов и атомов отдачи.
Атом отдачи тратит кинетическую энергию на ионизацию до
тех пор, пока его энергия не снизится до некоторой величины
Ей определяемой выражением (1.5). Это значит, что в
соответствии с моделью Кинчина_и Пиза [5] разность между
средней энергией атома отдачи ЕА и энергией, соответствующей
порогу ионизации Ей будет расходоваться на ионизацию в
полупроводнике {АЕИ==ЕА—Ег). Средняя энергия атома
отдачи Ел, подсчитанная по формуле (1.3) при энергии нейтрона
2 МэВ, для кремния и германия соответственно равна 145 и
55 кэВ, а пороговая энергия ионизации, рассчитанная по
формуле (1.5) для этих материалов, имеет соответственно
значения 7,5 и 12 кэВ. Тогда при энергии нейтрона 2 МэВ
смещенный атом будет терять на ионизацию и возбуждение в
кремнии 137,5 кэВ, в германии 43 кэВ. Поскольку ЕА будет
возрастать с ростом энергии нейтронов, то и потери энергии атома
отдачи на ионизацию и возбуждение с ростом энергии
нейтронов также будут увеличиваться. Исходя из изложенного,
выражение для оценки максимального количества электронно-
25

дырочных пар, возникающих в полупроводнике объемом в-
1 см3 в 1 с при нейтронном облучении, можно представить в
виде _
пи = <pnNed (Е) (Еа—ЕМЕ* (1.22)
где фп—плотность нейтронного потока, см-2-с-1; аа(Е)
—поперечное сечение смещений, см2.
Предполагается, что нейтрон после образования смещения
покидает образец, т. е. число первичных смещений на длину
пробега нейтрона не превышает единицы. Это условие
определяется длиной свободного пробега нейтрона и для
нейтронов спектра деления достаточно хорошо выполняется при
линейных размерах образца до 1 см (Ln= l/WV, где Ln — длина
свободного пробега нейтрона; N — концентрация атомов в
1 см3 вещества).
§ 1.6. ТОК ИОНИЗАЦИИ В р—«-ПЕРЕХОДЕ
При воздействии проникающей радиации на
полупроводник в нем будут возникать неравновесные
электронно-дырочные пары. Вследствие ионизации примесного
полупроводника концентрация основных носителей будет
относительно возрастать, но в значительно меньшей степени, чем
концентрация неосновных. Например, кремний /г-типа,
имеющий равновесную концентрацию основных носителей пп =
= 5-1014 см-3, имеет при комнатных температурах
концентрацию неосновных носителей, определенную из выражения
ппрп=щ2 (rii—концентрация носителей при собственной
проводимости), равную рп=4-105 см-3. Тогда при образовании
вследствие ионизации 5-Ю11 см-3 неравновесных электронно-
дырочных пар концентрация основных носителей увеличится
всего на 0,1%, а неосновных — примерно в 1,2-106 раза.
Электронно-дырочные пары, возникающие в области
объемного заряда р—n-перехода, полностью собираются
электрическим полем р—n-перехода, образуя ток, который не имеет
временной задержки по отношению к воздействию излучения,
так как время переноса носителей через область
р—«-перехода мало и составляет величину ~10~10 с. Неосновные
носители, возникающие в полупроводнике за пределами области
объемного заряда, собираются лишь частично и с некоторой
задержкой во времени по отношению к воздействию
излучения. При этом вклад в ток ионизации дают лишь те носители,
которые возникают на расстоянии, не превышающем
диффузионную длину от области объемного заряда. Электрический
ток, обусловленный ионизацией, по направлению совпадает с
током насыщения р—n-перехода и таким образом
увеличивает обратный ток диода. Выражение для тока ионизации,
26

возникающего в структуре с р—^-переходом, можно записать
в виде
I*=qnBA&x, (1.23)
где Ал: — эффективная толщина собирания; А — площадь р—
^-перехода; пи—количество электронно-дырочных пар,
возникающих в единице объема в единицу времени. Эффективную
толщину собирания можно представить в виде
Ax = d0 + Lp + La, (1.24)
где do— ширина области объемного заряда р—я-перехода;
Lp, Ln — диффузионная длина дырок и электронов
соответственно.
Заметим, что для несимметричных р—/г-переходов с базой
я-типа Lp^Ln. Для простоты величиной Ьп можно
пренебречь. Аналогично можно пренебречь Ьр для несимметричных
р—^-переходов с базой р-типа. При облучении жесткими
излучениями полупроводниковых приборов с р—п-переходами
диффузионная длина неосновных НЗ будет уменьшаться
вследствие введения радиационных дефектов и соответственно
будет уменьшаться величина тока ионизации при данной
плотности потока излучения.
Выше были приведены выражения для определения пп
при электронном (1.15), протонном (1.16), нейтронном (1.22)
и гамма-облучении (1.21); подставляя эти выражения в
формулу (1.23), с учетом (1.24) получим зависимости для
определения величины тока ионизации при стационарном облучении:
для электронного облучения
/и = qA<pe {d0 + Lp + Ln) {—dEe/dx) Ew
для протонного облучения
/и = ЯАЪ (do + Lv-\- Ln) (— dEp/dx)!Euy
для гамма-облучения
In=:qAPyKv(d0 + Lp + Ln)y
для нейтронного облучения
/и = qAynNcd (Е) (ЕА - Et) (d0 + LP + Ln) /Ea.
Величина ионизационного тока, возникающего при
воздействии на р—/г-переход импульсной радиации, зависит от
мощности дозы излучения, длительности импульса, процесса
рекомбинации НЗ и может быть оценена выражением '[3]
,._WH{4, + i,[ef(i-)",-«t(±=i-)]}.
27

где t — время; /и— длительность импульса излучения; Тр—
время жизни неосновных носителей (дырок).
Оценки показывают, что для короткозамкнутого
кремниевого р—я-перехода плотность ионизационного тока составляет
около 25 нА/см2 на 1 рад/с.
В реальных полупроводниковых приборах с р—я-перехо-
дами проникающее излучение мощностью дозы ~ 10ш рад/с
может вызвать ионизационные токи в несколько десятков
ампер.
Время спада фронта импульса ионизационного тока в
р—я-переходе значительно превышает время спада импульса
ионизирующей радиации. В ИМС этот процесс запаздывания
выражен еще больше.
Ионизационные токи приводят не только к
перераспределению потенциалов в микросхемах, но и к перегреву их
отдельных элементов, что может стимулировать тепловой
пробой обратносмещенных /?—я-переходов.

Глава 2
ИЗМЕНЕНИЕ СВОЙСТВ КРЕМНИЯ
И АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ
ПОД ДЕЙСТВИЕМ ОБЛУЧЕНИЯ
Полупроводниковые материалы, составляющие
основу интегральных микросхем, в значительной степени
подвержены влиянию проникающей радиации. В большинстве
случаев изменение свойств полупроводниковых материалов
обусловливает деградацию параметров ИМС.
Ниже будут рассмотрены типичные результаты влияния
облучения на свойства кремния и арсенида галлия, которые в
настоящее время довольно широко применяются в
производстве ИМС и других полупроводниковых приборов.
§ 2.1. РАДИАЦИОННЫЕ ДЕФЕКТЫ
В КРЕМНИИ И АРСЕНИДЕ ГАЛЛИЯ
Под действием облучения полупроводниковые
материалы изменяют свои электрические, оптические и
механические свойства. Ответственны за эти изменения первичные
радиационные дефекты (вакансии и междоузельные атомы,
дивакансии, разупорядоченные области), механизм
образования которых был рассмотрен выше, и вторичные,
представляющие собой ассоциации первичных радиационных дефектов с
примесями, имеющимися в кристалле, и другими
несовершенствами. Радиационные дефекты обусловливают появление в
запрещенной зоне полупроводника спектра энергетических
уровней.
Таким образом, изменение свойств полупроводников
определяется набором различных типов радиационных дефектов,
которые образуются в кристалле при облучении и устойчивы
при данной температуре. Рассмотрим энергетические уровни
радиационных дефектов в кремнии и арсениде
галлия—основных материалах электронной техники.
Кремний. Первичные радиационные дефекты (вакансии и
междоузельные атомы) в кремнии подвижны даже при очень
низких температурах [27]. Первичные дефекты вступают во
взаимодействия между собой и другими примесями и
дефектами кристалла, образуя более сложные вторичные
радиационные дефекты. При этом часть френкелевских пар аннигили-
29

рует или выходит на различного рода несовершенства
(свободная поверхность границы зерен, дислокации и т.д.) [2].
Нейтральная вакансия подвижна при —150 К, а
отрицательно заряженная — при ~60...80 К [28]. Отсюда можно сделать
вывод, что при комнатных или близких к ним температурах (а
это соответствует области эксплуатации интегральных
микросхем) в кристаллах кремния, подвергнутых воздействию
проникающих излучений, существуют главным образом
устойчивые вторичные радиационные дефекты. Исследования,
выполненные различными авторами [2, 3, 6, 25, 29], позволили
установить природу образующихся при облучении кремния
вторичных радиационных дефектов. К основным из них относятся:
дивакансии (VV+ и VV~); ассоциации вакансий с атомами
кислорода (У+О); вакансии, спаренные с атомами элементов
V группы таблицы Менделеева — (V+P), (V+As), (V+Sb)
и с атомами III группы — (F+A1), (V+B), (V+Ga), а также
(V-\-Ge). Радиационные дефекты обусловливают появление в
запрещенной зоне кремния спектра энергетических уровней.
Надо заметить, что положения доминирующих уровней,
образующихся при облучении кремния различными видами
радиации, например быстрыми нейтронами, электронами и гамма-
квантами, в основном совпадают [6]. Идентификация
основных радиационных энергетических уровней в кремнии по
результатам многих исследований к настоящему времени
следующая:
Ес—0,17 эВ —комплекс вакансия + атом кислорода (Л-центр) в
тянутом кремнии;
Ее—0,40 эВ — комплекс вакансия + атом фосфора (£-центр) в
зонном кремнии;
Ес—0,45 эВ — углерод, кислород, дивакансия;
£V 4-0,45 эВ —комплекс (окончательная природа не установлена);
£«;+0,35 эВ — сложный дефект, включающий в себя атом
кислорода и углерода;
Ev + 0,2l эВ—комплекс бор + дивакансия;
£\, + 0,27 эВ —либо междоузельный углерод, либо дивакансия;
£"0—0,40 эВ, Ev+0,27 эВ, Ес—0,45 эВ— энергетические уровни,
обусловленные дивакансией, которая может быть как
первичным, так и вторичным радиационным дефектом, при
этом в различных -зарядовых состояниях.
Заметим, что спектр энергетических уровней радиационных
дефектов во многом зависит от исходных технологических
примесей в кристалле, температуры облучения, предварительной
термической обработки образцов и поэтому может быть
весьма широким.
30

Радиационные дефекты в кремнии имеют различную
термическую устойчивость. Некоторые из них, такие, как Л-цент-
ры, термически устойчивы до 623 К.
Арсенид галлия. В кристаллической решетке GaAs
имеются две подрешетки, поэтому в результате смещений и
замещений в ней могут образовываться первичные радиационные
нарушения восьми типов: два нарушения типа вакансий,
четыре — междоузлий (междоузельный галлий в подрешетке
Ga или As и междоузельный мышьяк в подрешетке Ga или
As) и два.— замещений (GaAs и Asgh) [6].
В облученном арсениде галлия спектр энергетических
уровней радиационного происхождения весьма сложен. К
настоящему времени в арсениде галлия надежно не
идентифицирован ни один из радиационных дефектов. Все это осложняет
описания их влияния на свойства кристаллов. При облучении
в GaAs образуются глубокие и мелкие энергетические уровни,
обусловленные радиационными дефектами, которые
проявляются как доноры или акцепторы. Характерно, что сечения
образования эффективных доноров в p-GaAs и эффективных
акцепторов в n-GaAs приблизительно одинаковы. В экспериментах
[30, 31] по облучению арсенида галлия обнаружено большое
количество энергетических радиационных уровней, некоторые из
них следующие: Ес— (0,09...0,12) эВ; Ес—0,65 эВ; Ес—0,16 эВ;
Ес—0,38 эВ; Ес—0,57 эВ; Ес—0,71 эВ; £„+0,20 эВ; Ev+
+ 0,16 эВ; £„+0,03 эВ. Уровень £с—0,38 эВ обнаружен только
в облученном материале я-типа, поэтому можно предполагать,
что он принадлежит комплексу с донором V группы. Уровень
£„+0,16 эВ связывается с вакансиями мышьяка, а £„+0,03 эВ,
возможно, принадлежит комплексу с цинком. При облучении
в арсениде галлия весьма вероятна активация химических
примесей, в частности переходы примесных атомов из
электрически неактивного состояния в междоузлиях на место
вакансий. Экспериментально, например, установлено, что при
облучении электронами происходит активация остаточного
кислорода, в результате чего возрастает концентрация уровня
Ее—0,65 эВ. Кристаллы, легированные медью, при нейтронном
облучении меняют тип проводимости вследствие возрастания
концентрации электрически активного компонента меди.
Экспериментально обнаруживаются и другие дефекты, вносящие в
запрещенную зону глубокие энергетические уровни.
Некоторые из них, по-видимому, являются многозарядными центрами
с глубокими акцепторными уровнями в верхней и донорными
в нижней половине запрещенной зоны.
При облучении GaAs нейтронами возможно образование
областей разупорядочения размерами до 200...250 нм.
Высказано предположение [32], что области разупорядочения в
GaAs представляют собой металлическую фазу.
3L

Радиационные дефекты в арсениде галлия отжигаются в
основном в две стадии: на первой (490...510 К) — дефекты,
представляющие собой, вероятно, комплексы примесь — меж-
доузельный атом, на второй (670...870 К) — простейшие
дефекты и скопления дефектов. Экспериментами показано [33],
что примеси в арсениде галлия не играют существенной роли
в процессе дефектообразования, как это имеет место в
кремнии.
§ 2.2. ВЛИЯНИЕ РАДИАЦИИ
НА СВОЙСТВА КРЕМНИЯ
На основе кремния в настоящее время
изготавливается основная масса интегральных микросхем и
многие дискретные полупроводниковые приборы. Изменение
электрических свойств кремния под действием различных видов
проникающей радиации в данный момент наиболее изучено
по сравнению с другими полупроводниковыми материалами.
Как уже отмечалось, возникающие в результате смещений
вакансии и междоузельные атомы, взаимодействуя с атомами
химических примесей и структурными нарушениями, образуют
комплексы радиационных дефектов. При облучении кремния
нейтронами и тяжелыми частицами образуются также
области разупорядочения. Процесс комплексообразования носит
достаточно сложный характер, так как обычно в промышленном
кремнии кроме основной легирующей примеси присутствуют
неконтролируемые (кислород, углерод и др.), способные
принимать участие в образовании сложных вторичных
радиационных дефектов. Большинство типов образующихся
радиационных дефектов термостабильны в широком диапазоне
температур и проявляют себя в кремнии как центры рекомбинации,
снижая время жизни неосновных НЗ, как центры захвата,
снижая концентрацию основных НЗ, и как центры рассеяния,
уменьшая подвижность.
Время жизни неосновных НЗ — важнейший параметр
полупроводникового материала — определяется наличием в
материале рёкомбинационных центров. Эффективность
рекомбинации зависит как от их концентрации, так и от вероятности
захвата НЗ рекомбинационным центром.
При рекомбинации может иметь место захват НЗ
нейтральными центрами, имеющими противоположный или
одноименный по отношению к носителю тока заряд. Поперечное сечение
рекомбинации на центре с противоположным знаком заряда
велико (10~13...Ю-15 см2) и зависит от температуры. Если
центр не имеет заряда, т. е. притяжение или отталкивание
отсутствует, поперечное сечение в этом случае при комнатной
температуре составляет величину ~10~16 см2 [34].
32

Для центров, имеющих заряд одного знака с носителем,
сечение захвата еще меньше. Зарядовое состояние
радиационного центра рекомбинации зависит от положения уровня
Ферми по отношению к дискретному энергетическому уровню,
обусловленному этим центром. Как уже отмечалось, при
облучении кремния различными видами радиации имеются
различия в структуре радиационных дефектов. Так, при облучении
гамма-квантами и быстрыми электронами с энергией до
10 МэВ вводятся преимущественно точечные дефекты и их
ассоциации с атомами химических примесей, при нейтронном
и протонном облучении могут образовываться и области раз-
упорядочения. Радиационные дефекты обусловливают
появление в запрещенной зоне кремния спектра энергетических
уровней, значения которых приводились выше.- Сечения
захвата неосновных НЗ на радиационных дефектах по
результатам многих исследований сильно различаются: для дырок
сгр = 5-10-13...2-10-15 см2, для электронов ап = 7-10-14...
...Ю-17 см2 [25], т.е. центры могут быть как нейтральными,
так и заряженными.
Поскольку рекомбинация в облученном кремнии идет через
один или, возможно, два доминирующих энергетических
уровня, то в характере изменений времени жизни неосновных НЗ
при всех видах облучения должно наблюдаться сходство, что
в действительности подтверждается экспериментами. В п-Ы,
содержащем в большой концентрации кислород (~1018 см-3),
при облучении гамма-квантами, быстрыми электронами и
реакторными нейтронами в качестве доминирующего рекомби-
национного уровня выступает уровень Ес—0,17 эВ (Л-центр)'.
В бескислородном n-Si при облучении гамма-квантами,
быстрыми электронами и реакторными нейтронами
доминирующую роль в рекомбинации играет энергетический уровень
Ее—0,4 эВ, принадлежащий £-центру или дивакансии [25, 35].
Однако у диффузионных р—я-переходов, изготовленных на
бескислородном кремнии, после облучения их гамма-квантами
и электронами доминирующим рекомбинационным центром
является Л-центр [36, 37]. Это, вероятно, обусловлено тем, что
в процессе диффузионного отжига структуры с р—я-переходом
обогащаются кислородом. В облученном нейтронами
бескислородном p-Si (р = 110 Ом-см), полученном зонной плавкой,
рекомбинационными являются уровни: Ес—0,16 эВ; £V+
+ 0,45 эВ; £v+0,38 эВ; £v+0,30 эВ. В кислородном p-Si с
удельным сопротивлением 5 Ом-см обнаружены рекомбина-
ционные энергетические уровни: Ес—0,16 эВ; £t,+0,30 эВ;
£^ + 0,16 эВ [3]. Однако доминирующим рекомбинационным
уровнем в облученных нейтронами транзисторах на p-Si
оказался один уровень £^+0,30 эВ. Сечения захвата неосновных
НЗ на радиационных центрах по результатам многих исследо-
33

ваний сильно различаются [25], т.е. центры могут быть как
нейтральными, так и заряженными.
Экспериментально определенные сечения захвата всегда
больше на рекомбинационных центрах, образованных
нейтронным облучением. Это подтверждает, что при нейтронном
облучении в процессе рекомбинации принимают участие разупо-
рядоченные области. Поскольку рекомбинация в облученном
кремнии идет через один или, возможно, два доминирующих
уровня, то в характере изменений времени жизни неосновных
НЗ при всех видах облучения должно наблюдаться сходство,
что в действительности подтверждается экспериментами. На
основании теории рекомбинации Холла—Шокли—Рида [38,
39] Лоферский и Раппапорт [40] получили выражение для
описания изменения времени жизни неосновных НЗ в
германии при облучении электронами, которое имеет вид
1/т = (Цх0) + (Ф/К1), (2.1)
где т0— время жизни неосновных НЗ до облучения; Ф—флю-
енс бомбардирующих частиц; К\— обратная величина
коэффициента радиационного изменения времени жизни
неосновных НЗ (Kx=l/Ki).
Справедливость выражения (2.1) подтверждена
экспериментально при облучении кремния гамма-квантами, быстрыми
электронами, нейтронами и протонами в достаточно широком
и важном для практики диапазоне доз.
На рис. 2.1 приведены экспериментальные результаты
влияния быстрых электронов на изменение времени жизни
неосновных носителей в р—я-переходах на основе n-Si с
разным удельным сопротивлением и при различных температурах
облучения [35]. Исходный кремний был легирован фосфором
и содержал кислород (5-1017 см-3). Измерения проводились
при высоких уровнях инжекции. Как видно из рис. 2.1,
сохраняется линейный характер зависимости тг1(Фе), что
согласуется с выражением (2.1). Наклоны зависимостей %~1(Фе)
определяются различными значениями коэффициента К\.
Например, значение коэффициента К\ для кремния я-типа с ,р='
= 150 Ом-см и температурой облучения 293 К оказалось
равным 6,7-1013 мкс/см2. Значения К\ для нейтронного облучения
спектра деления с энергией свыше 10 кэВ и гамма-облучения
60Со оказались соответственно равны 1,7- 10й мкс/см2, 4-Ю15
мкс/см2. На изменение т при облучении влияет концентрация
введенных радиационных дефектов, т. е. флюенс быстрых
электронов, содержание в образцах фосфора и,
следовательно, положение уровня Ферми, температура облучения. Было
определено [35] положение доминирующего рекомбинацион-
ного уровня, которое оказалось равным Ес—0,17 эВ, и сечение
захвата дырок <jp= Ю-15 см2.
34

В ряде работ, перечень которых приводится в обзоре [3],
изучалось влияние различных легирующих примесей на
радиационное изменение времени жизни неосновных НЗ в Si,
поскольку ожидалось, что некоторые из них способны
«залечивать» радиационные дефекты или служить центрами
аннигиляции. В. С. Вавиловым с сотрудниками [41] было
обнаружено, что время жизни неосновных НЗ в Si, легированном
литием, снижается при облучении электронами медленнее, чем
0.8
0,6
ОА
О,?
О
Рис. 2.1. Зависимости времени жизни неосновных НЗ в n-Si от флюенса
быстрых электронов с Ее=25 МэВ: а — р = 0,3 (/), 40 (2) и 150 Ом-см
(3) при 293 К; б — р=150 Ом-см при 213 (/), 293 (2) и 393 К (3)
в кремнии без примеси лития. Эффект повышения
радиационной стойкости кремния по времени жизни неосновных НЗ при
облучении протонами с энергией 6,3 МэВ описан в работе [42];
в которой показано, что влияние лития в концентрации
(1...2)-1016 см-13 сказывается лишь на образцах с низким
содержанием кислорода (~8- Ю-16 см-3). В^бразцахжес
концентрацией 'его ~1018 см~3 литий никакого влияния
на радиационную стойкость не оказывает. Вероятно,
повышенная концентрация кислорода препятствует взаимодействию
лития с рекомбинационными центрами. Литий в Si, как
известно, имеет аномально высокий коэффициент диффузии и в
последнем случае связывается не с дефектами, а с кислородом,
образуя комплексы LiO+. Установлено [43], что введение в
Si золота также стабилизирует время жизни неосновных НЗ
при облучении электронами с энергией 1 МэВ. Вероятно,
атомы золота являются стоками для вакансий. При облучении Si
нейтронами заметного влияния примесей бора, алюминия,
фосфора, редкоземельных элементов, мышьяка, а также кислоро-
35
\а Т
1
/ р *'
' • / 5 У
1 / У
- /о'° У
*/ У
10 20 30
0,1 \
Ю 20РР101?Ы2

да на скорость деградации-времени жизни не было
обнаружено. В данном случае на скорость деградации влияют только
тип проводимости кремния и концентрация основной
легирующей примеси. Это позволило Кертису [44] сделать вывод, что
при нейтронном облучении рекомбинация идет
преимущественно через скопления дефектов и легирующие примеси не
играют существенной роли. Экспериментальные результаты
Кертиса по нейтронному облучению кремния были подвергну-
JL
W'1 10° 101 /О2 Iff1 10° 10' />, On СП
Рис. 2.2. Зависимости коэффициента Ki (с-см~2) от удельного
сопротивления кремния л- (а) и р-типов (б) при облучении реакторными нейтронами
(£п>10 кэВ) образцов, легированных различными примесями (точки)
ты математической, обработке Мессенжером [45],
позволившей ему построить зависимость коэффициента деградации
времени жизни К\ от флюенса нейтронов, которая довольно
хорошо согласуется с экспериментом (рис. 2.2). Надо
заметить, что значения коэффициента К\ для кремния по
результатам различных исследователей существенно различны. Это
обусловлено тем, что значение коэффициента К\ определяется
как предысторией исходных образцов, так и методикой
эксперимента и измерений. Например, при изменении уровня ин-
жекции от 0,1 до 50 значение К\ возрастает более чем в 5 раз
[Я
Во многих случаях возникает необходимость пользования
коэффициентом радиационного изменения диффузионной
длины Кт неосновных НЗ. Поскольку L связано с т соотношением
L=.y/)1T (где Dx— коэффициент диффузии неосновных НЗ),
то выражение (2.1) можно записать в виде
ЦЬ* = (1/1*0) + КьФ,
где Kl=1/DxKi; L0—диффузионная длина неосновных
носителей до облучения. Значения коэффициента Кь в
зависимости от энергии бомбардирующих частиц как результат
обобщения работ по облучению солнечных батарей на кремнии я-
и р-типа с удельным сопротивлением 1...10 Ом-см (а, б) и
слитковых образцов (в, г) примерно такого же удельного
сопротивления [3, 46] представлены на рис. 2.3.
36

По коэффициентам радиационного повреждения можно
оценивать деградацию времени жизни неосновных НЗ в
кремнии при различных видах облучения, а также определять
относительную повреждающую эффективность различных видов
радиации. Анализ результатов исследований влияния
различных видов облучения на кремний п- и р-типа показывает, что
время жизни неосновных НЗ весьма чувствительно к введению
радиационных дефектов и существенно изменяется при срав-
h
/О'3
/о'6
W
!0е
W9
ю'°
т"
О
-'
/7^-^П
Ру^^
Л 1 ■
0,1
1,0
/а
ю1 /О1
Рис. 2.3. Зависимости коэффициента Кь от энергии электронов (а) и
протонов (б), а также значения Кь для нейтронов с £п>1 МэВ (в) и
гамма-квантов 60Со (г)
нительно небольших дозах облучения, при которых
подвижность и концентрация основных НЗ остаются практически
неизменными.
Концентрация носителей заряда. Введение радиационных
дефектов в кремнии обусловливает уменьшение концентрации
свободных носителей заряда, которая по мере роста дозы
облучения приближается к собственной [6]. Из теории и
экспериментов известно, что число удаленных НЗ для сравнительно
небольших доз облучения пропорционально флюенсу
бомбардирующих частиц [6]. Тогда концентрация основных НЗ на
начальном этапе облучения в результате образования
радиационных дефектов убывает в соответствии с зависимостью
пп = пп0 — апФ,
где ап=—dn/ёф—начальная скорость удаления основных НЗ
(в данном случае электронов); ппо—концентрация основных
НЗ в электронном кремнии до облучения. Эксперимент пока*
зывает, что если «работает» один доминирующий радиацион-
37

ный энергетический уровень, то концентрация основных НЗ
изменяется в зависимости от флюенса облучения в широком
диапазоне доз по экспоненциальному закону:
Пп = ппое-«»фу (2.2)
где ап—постоянный коэффициент, связанный с начальной
скоростью удаления носителей.
После дифференцирования (2.2) по ф для начальных
условий облучения получаем
{йпп/(1Ф)ф^о = —^ппп0.
Отсюда имеем для электронного кремния
— ап = яп/лп0.
По аналогии можно записать выражение для дырочного кремния:
— ар = ap/pPQi
где рРо— концентрация основных НЗ в дырочном кремнии до
облучения.
Зная значения начальных скоростей удаления носителей
заряда, можно оценить по представленным выражениям
снижение равновесной концентрации основных НЗ в кремнии при
облучении. Здесь следует заметить, что величина скорости
удаления НЗ — не строго постоянная величина. Она зависит от
ряда факторов, таких, как исходная концентрация НЗ,
наличие в кристаллах кислорода, температура облучения, вид и
энергия бомбардирующих частиц и др. Наиболее эффективно
концентрация НЗ снижается в пересчете на 1 частицу при
протонном облучении, затем в порядке убывания эффективности
располагаются реакторные нейтроны, быстрые электроны и
гамма-кванты 60Со. Значения начальных скоростей удаления
НЗ при облучении кремния протонами, реакторными
нейтронами, быстрыми электронами и гамма-квантами 60Со
представлены в табл. 2.1 [3]. В качестве иллюстрации на рис. 2.4
приведены зависимости начальной скорости удаления НЗ в
п- и р-типе кремния от исходной концентрации носителей при
облучении реакторными нейтронами [47].
Подвижность НЗ в полупроводниках определяется
рассеянием на тепловых колебаниях атомов решетки, ионах
примесей и других несовершенствах структуры. При повышенных
температурах преобладает рассеяние на тепловых колебаниях
атомов решетки. В этом диапазоне температур подвижность
пропорциональна Т~ъ(2. С понижением температуры заметно
возрастает вклад рассеяния на заряженных примесях и
дефектах структуры и подвижность пропорциональна Г3/2 [19].
Радиационные дефекты, как правило, вызывают снижение
38

Таблица 2,1
Начальные скорости удаления основных НЗ
различными видами излучений
в кремнии при облучении
Тип

проводимости
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
п
Р
Р
Р

Легирующая
примесь
Р
Р
Р
Р
Р
Р
Р
Р
Р
Р
Р 1
Р
Р 1
Р 1
Р
Р
Р
Sb
Sb
Sb
1 в
в
в
Метод
выращивания
—
Зонный
Зонный
Зонный
Зонный
Тигельный
Тигельный
Зонный
Зонный
Тигельный
Тигельный
Тигельный
Тигельный
Тигельный
Тигельный
Тигельный
Тигельный
Зонный
Зонный
Зонный
Тигельный
Тигельный
Тигельный
Удельное

сопротивление,
Ом «см
(300 К)
192
24
100
10
100
10
50
1
500
2
40
5,0
0,3
16
0,5
50
11
2
13,7
2,5
1,01
30
8
43
Вид излучения
р (660 МэВ)
р (660 МэВ)
п (14 МэВ)
п (14 МэВ)
пУ реакт. (1 МэВ)
л, реакт. (1 МэВ)
я, реакт. (1 МэВ)
л, реакт. (1 МэВ)
п, реакт. (1 МэВ)
Пу реакт. (1 МэВ)
е (25 МэВ)
е (25 МэВ)
е (25 МэВ)
е (4,5 МэВ)
е (4,5 МэВ)
Y-кв. 6°Со
7-кв. 6°Со
-у-кв. восо
7-кв. 60Со
7"кв- 60С°
7"кв- 60С°
р (660 МэВ)
р (660 МэВ)
п, реакт. (1 МэВ)
-Дл/ДФ,
см-1
(300 К)
9
44
7,6
11,2
2,6
4,0
1,5
2,0
11,4
1,98
2-IQ-1
2,2-Ю-1
5-Ю-1
4-Ю-1
2,2-10-1
7,ЬЮ-4
9,5-Ю-4
13,5-Ю-4
6-ю-4
ю.ю-4
23-Ю-4
17
42
5,7
подвижности. Из рис. 2,5, а видно, что с ростом флюенса
облучения подвижность уменьшается, при этом изменения ее
растут сильно в области низких температур (рис. 2.5, б), когда
рассеяние определяется заряженными дефектами, включая
201
Рис. 2.4. Зависимость —&п(р)/АФп при облучении нейтронами реактора
(£п>10 кэВ, 270 К) от исходной концентрации НЗ в Si п- (1) и р-ти-
пов (2)
39

области разупорядочения. При нейтронном и протонном
облучении наклон низкотемпературной ветви зависимости \х(Т)
более резкий, чем при электронном с энергией до 10 МэВ или
гамма-облучении 60Со. Это обусловлено преобладающим
вкладом рассеяния при низких температурах на областях
разупорядочения. Эти области более эффективно блокируют потоки
свободных НЗ, так как окружены потенциальным барьером.
Температурная зависимость подвижности при рассеянии на
разупорядоченных областях качественно сходна с аналогич-
/<см
?я7г-/
1300
1200
1100
1000
IQfS т а{2
Рис. 2.5. Зависимость холловской подвижности электронов в Si я-типа с
р=30 Ом-см от флюенса излучения при 300 К (а) и температуры (б):
а —. облучение гамма-квантами 60Со (/), электронами с £е = 25 МэВ (2)
и быстрыми нейтронами (<?); б — то же, р = 10 Ом-см (/ — исходная
подвижность; 2 — при Фп = 4-1013; 5— 1,7-10й см~2)
ной зависимостью при рассеянии на точечных заряженных
центрах. Но в количественном отношении различия
существенны. Показатель степени в зависимости \i~Tn при
рассеянии на включениях, окруженных слоем объемного заряда и
представляющих собой области разупорядочения, может
достигать 10 [19].
Удельное сопротивление кремния в результате облучения,
как правило, возрастает вследствие снижения концентрации
и уменьшения подвижности НЗ. При этом доминирующая роль
принадлежит снижению концентрации НЗ. На скорость
изменения удельного сопротивления при облучении, как и на
концентрацию НЗ, влияют легирующие примеси, содержание
кислорода в образцах и их температура при облучении, вид
облучения и энергия частиц. Возрастание удельного сопротивления
кремния я-типа с ростом флюенса быстрых электронов
представлено на рис. 2.6, а [3]. Исходная концентрация НЗ в
исследованных кристаллах была различной. Компенсация крем-
40

ния с меньшей начальной концентрацией НЗ происходит при
облучении меньшими дозами. Из рис. 2.6, б видно, что
кристаллы, имеющие меньшую радиационную стойкость к
облучению, были получены зонной плавкой и, следовательно,
содержали примерно 1016 см-3 кислорода. Кристаллы,
выращенные в тигле, содержавшие около 5-1017 см^3 кислорода,
оказались более радиационно стойкими. Кривые также показывают,
что на скорость изменения удельного сопротивления более
эффективно влияют быстрые электроны с энергией 25 МэВ, чем
с энергией 10 МэВ.
Заслуживает внимания упрощенный подход к анализу
изменений удельного сопротивления кремния при облучении
нейтронами в реакторе, предложенный Бюлером [48].
Обоснованно считая, что изменения удельного сопротивления
кремния обусловлены преимущественно изменением концентрации
Рис. 2.6. Зависимость удельного сопротивления Si /г-типа (а) от флюен-
са электронов с £е=25 МэВ при начальных значениях р=250 (7), 40 (2),
5 (5) и 0,3 Ом-см (4) и Si л-типа, полученного зонным (1; 3) и
тигельным (2; 4) методами с £е = 25 (1; 2) и 10 МэВ (3; 4) (б)
Рис. 2.7. Расчетная зависимость р(Фп) при Еп>\0 кэВ для п- (а) и /?-
Si (б). Цифры на кривых — начальные значения р
41

НЗ и что изменением их подвижности в достаточно широком
диапазоне доз можно пренебречь, Бюлер приходит к
следующим выражениям соответственно для материалов п- и р-ти-
пов:
Р» = Рпоехр(#р71Фп),
pp = Pp0exp(/CppOn),
где KQn= VKnn°0>77, KQP= l/KPp°0>77. С учетом того что Кп=
= 387 и Кр = 444 (это справедливо в интервалах 5-1013</г0<
<С1017 см-3 и 1014</?0<5-1017 см-3 соответственно),
рассчитаны кривые р(Фп) (рис. 2.7). Штриховыми линиями обозначены
флюенсы нейтронов, облучение которыми приводит к
одинаковым относительным изменениям удельного сопротивления
кремния.
§ 2.3. ИЗМЕНЕНИЕ СВОЙСТВ
АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ
Арсенид галлия — перспективный
полупроводниковый материал для изготовления быстродействующих
интегральных микросхем, транзисторов и других
полупроводниковых приборов. Технология получения арсенида галлия в
настоящее время освоена достаточно хорошо. Он обладает
прямой зонной структурой со сравнительно широкой
запрещенной зоной, поэтому широко применяется при изготовлении
излучающих, туннельных и лазерных диодов, солнечных
элементов, диодов Ганна и др. Как уже отмечалось выше, в арсе-
ниде галлия образуются радиационные дефекты, дающие
мелкие и глубокие акцепторные и донорные энергетические уровни
в запрещенной зоне. Эти дефекты обладают высокой
термоустойчивостью (свыше 490 К) и влияют на изменения
основных свойств арсенида галлия [3, 33, 49—51]. На некоторых
экспериментальных результатах мы остановимся ниже.
Время жизни неосновных НЗ. Изучение влияния
облучения на свойства арсенида галлия показало, что наиболее
чувствительно к облучению время жизни неосновных НЗ.
Практически полное подавление люминесценции и, значит, резкое
снижение времени жизни неравновесных НЗ в облученном
GaAs наблюдаются при таких дозах облучения, при которых
изменение концентрации и подвижности НЗ только начинает
проявляться. При облучении в арсенид галлия, как отмечалось
выше, вводятся радиационные дефекты (эффективные центры
рекомбинации), что и приводит к снижению времени жизни
неосновных НЗ. Изменение т при облучении, как и для
кремния, приближенно описывается выражением (2.1). Заметим,
что время жизни неосновных НЗ в арсениде галлия имеет две
составляющие — излучательную и безызлучательную, что
42

необходимо учитывать, оценивая деградацию при облучении
светоизлучающих полупроводниковых приборов на основе
этого материала. Радиационный коэффициент изменения времени
жизни НЗ зависит от вида и условий облучения, энергии
бомбардирующих частиц, концентрации основной легирующей
примеси, сечения захвата носителей центром и
энергетического положения радиационных дефектов.
Малые времена жизни неосновных НЗ в арсениде галлия
затрудняют абсолютные измерения т. Поэтому выражение
(2.1) для арсенида
галлия обычно
представляют в виде
т Кх
и из экспериментов по
относительным измерениям
то/т в функции от дозы
Рис. 2.8. Зависимости
концентрации электронов в
легированных кристаллах /г-GaAs с
различной исходной
концентрацией НЗ от флюенса быстрых
нейтронов: 1 — /г0 = 2,6-1017;
2 _ 9,5-1016; 3 — 1,3-1016; 4 —
4,1-1015; 5 — 2,4-1015 см"3
облучения определяют величину То/Ль При облучении
арсенида галлия электронами (£е=2,5 МэВ) значение
\1К\ оказалось равным 7,5-Ю-6 см2-с-1. В работе ![52]
показано, что коэффициент К\ при облучении реакторными
нейтронами обратно пропорционален концентрации
легирующей примеси в степени 1/2. Оценки дают 1//С1=4,7-10~14 /г0.1/2
для n-GaAs и 1//Ci=4,7-10"14 р01/2 для p-GaAs. В работе [53]
приводятся для %о/К\ данные, полученные при облучении
быстрыми электронами с Ее=2 МэВ эпитаксиальных диодов:
(1...2) • Ю-13 см2 и диффузионных GaAs диодов: (1,2...1,5)Х
Х10-14 см2 Приведенные значения коэффициентов
радиационной деградации времени жизни неосновных носителей
позволяют оценивать изменения % в арсениде галлия при
облучении. Вопрос о влиянии легирующих примесей в GaAs на
коэффициент К\ пока остается открытым.
Концентрация НЗ. Радиационные дефекты в арсениде
галлия являются причиной снижения концентрации равновесных
основных НЗ. По мере возрастания концентрации
радиационных дефектов равновесная концентрация НЗ снижается, при-
43
■*-—*.
О Ю13 W* W15 <Рп.и\г

ближаясь к предельному значению [53]. Как видно из рис.
2.8, при всех начальных концентрациях НЗ число свободных
электронов в зоне проводимости экспоненциально убывает с
ростом дозы облучения [3J. Экспоненциальный участок
зависимости п{Фп) наблюдается при тем меньших флюенсах
быстрых нейтронов, чем меньше начальная концентрация НЗ до
Таблица 2.2
Начальные скорости удаления НЗ в арсениде
галлия при различных видах облучения
Вид облучения
Нейтрс
>ны реакторные
Электроны:
£е = 2,5МэВ
Ее= 10 МэВ
Ее = 30 МэВ
£е = 100МэВ
Гамма-кванты в0Со
—Ал/ф, см-1
„0,2
300
5
9
12
25
1,4-10-2
облучения. Представленные зависимости достаточно хорошо
описываются выражением, которое выше приводилось для
кремния:
п = л0ехр(-а71Фп), (2.3)
где ап— коэффициент радиационного изменения концентрации
НЗ, зависящий от начальной скорости удаления НЗ и
исходной концентрации п0.
Значение ап определяется как ап=(—с1п/4фп)/п0.
Снижение концентрации равновесных носителей при облучении
происходит как в /г-типе, так и в р-типе арсенида галлия.
Вышеприведенное выражение (2.3) описывает экспериментально
наблюдаемые изменения концентрации НЗ только в первом
приближении в диапазоне примерно десятикратного ее
изменения. Формула (2.3) не позволяет описывать изменения
концентрации НЗ в области насыщения, что имеет место при
-л л/л <%р\~1
w •' г
5 !С'5 2
Рис. 2.9. Зависимость скорости
удаления НЗ при облучении
нейтронами реактора (£п>
>10 кэВ) от их исходной кон-
5 псм) центрации в я-GaAs
44

больших дозах облучения. Компенсация исходных
легирующих примесей радиационными дефектами приводит к тому,
что арсенид галлия становится собственным, после чего
дальнейшее уменьшение концентрации НЗ практически
прекращается.
Начальные скорости удаления НЗ зависят от ряда
факторов, главными из которых являются вид облучения, его
энергия, температура
образца, исходная
концентрация НЗ. Начальные
скорости удаления НЗ в ар-
сениде галлия для неко-
Рис. 2.10. Влияние быстрых
электронов с Ее=25 МэВ (/)
и реакторных нейтронов (2)
на изменение холловской
подвижности НЗ в /z-GaAs
торых видов облучения приведены в табл. 2.2 [3]. Зависимость
начальной скорости удаления НЗ от исходной концентрации
НЗ при нейтронном облучении иллюстрирует рис. 2.9 [54].
Видно, что с увеличением исходной концентрации НЗ
—Ап/АФп возрастает. Скорость удаления НЗ в GaAs зависит
также от совершенства исходных кристаллов, которые даже
при одинаковых исходных концентрациях НЗ могут быть
существенно неоднородными. У менее совершенных образцов
скорости удаления НЗ меньше, чем у равных по концентрации
НЗ образцов, но с более высокой подвижностью.
Подвижность носителей заряда. Снижение подвижности НЗ
в облученных кристаллах арсенида галлия обусловлено в
основном увеличением концентрации рассеивающих центров
радиационной природы.
На рис. 2.10 представлены зависимости изменения
подвижности в результате облучения GaAs реакторными нейтронами
Рис. 2.11. Температурные
зависимости холловской
подвижности в я-GaAs при облучении
быстрыми электронами с
энергией 25 МэВ: 1 — Фе=0; 2 —
1,68-10"; 3 — 3,36-1015; 4 —
3,66-1015 см-2
45

и электронами с энергией 25 МэВ [3]. При нейтронном
облучении подвижность в функции флюенса нейтронов снижается
более резко, чем при электронном облучении. После облучения
арсенида галлия реакторными нейтронами температурная
зависимость холловской подвижности, как и у кремния, имеет
характерный резкий изгиб в низкотемпературной области. На-
Рис. 2.12. Зависимость удельного
сопротивления GaAs (р0 = 0,3 Ом-см)
от флюенса быстрых электронов при
£е=25 (/) и 10 МэВ (2)
клон кривой \1И(Т) в этой области велик и не может быть
объяснен только рассеянием на ионизованных центрах. Этот
наклон связывают с влиянием на рассеяние областей разупоря-
дочения. Такие области в GaAs могут образовываться не
только при нейтронном облучении, но и при облучении
электронами с Ее=25 МэВ. Температурные зависимости холловской
подвижности в GaAs с начальной концентрацией НЗ я0|=
= 5-1015 см-3 после различных доз облучения представлены
на рис. 2.11. Видно, что с ростом дозы облучения подвижность
падает. Особенно велико ее снижение в области низких
температур, что обусловлено рассеянием на заряженных центрах,
в том числе и на областях разупорядочения.
Удельное сопротивление. Как показано выше, при
облучении концентрация свободных основных НЗ и их подвижность
в арсениде галлия уменьшаются. При достаточно больших
флюенсах облучения концентрация НЗ достигает значения,
характерного для кристаллов с собственной проводимостью.
Поскольку в этих случаях подвижность НЗ становится ниже,
чем в собственном полупроводнике, то удельное сопротивление
может намного превышать значение при собственной
проводимости (рис. 2.12). Для однородных кристаллов изменение
удельного сопротивления при облучении в пределах примерно
до 10-кратного изменения может быть представлено, как и для
кремния, выражением вида
р = р0ехр (/СРФ),
где /Ср—коэффициент радиационного изменения, зависящий
от вида и энергии бомбардирующих частиц и начального
значения р0. В указанных пределах возрастания удельного сопро-
ю го <Pe'iO~!4ctil
46

тивления коэффициент /Ср можно считать постоянной
величиной. Относительные изменения удельного сопротивления в
зависимости от дозы быстрых электронов больше для
кристаллов, облучавшихся при энергии электронов 25 МэВ. Это
обусловлено тем, что с увеличением энергии электронов возрастает
концентрация вводимых облучением радиационных дефектов.
§ 2.4. РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
В ПОЛУПРОВОДНИКАХ ПОД ДЕЙСТВИЕМ
МАЛЫХ ДОЗ ОБЛУЧЕНИЯ
Сравнительно недавно было обнаружено, что
путем облучения малыми дозами можно улучшить некоторые
параметры полупроводниковых материалов и изделий на их
основе [43, 55—60]. Дело в том, что реальный
полупроводниковый кристалл или структура с р—/г-переходами обычно
находятся в неравновесном неупорядоченном состоянии и
содержат достаточно большую концентрацию ростовых и
технологических дефектов. Все это часто обусловливает заниженные
значения параметров и характеристик реальных кристаллов и
полупроводниковых приборов, изготовленных на их основе.
Оказалось, что под действием малых доз облучения, когда
концентрации вводимых радиационных дефектов малы, может
происходить улучшение равновесности и упорядочение
структуры недостаточно совершенных кристаллов, а также р—п-
переходов и, как следствие, улучшение их электрических
характеристик. В работе [43] было обнаружено увеличение
времени жизни неосновных НЗ в кремниевых р—n-переходах,
легированных золотом, под действием сравнительно небольших
флюенсов электронов (~Ь1013 см-2) с энергией 1 МэВ.
Снижение обратного тока под действием малых доз облучения
вопреки обычному его увеличению при больших дозах
наблюдали авторы работы [56] в кремниевых /?—я-переходах.
Снижение обратных токов диодов на основе фосфида галлия под
действием облучения отмечалось также в работе [3].
Объяснений этим явлениям тогда не было. Влияние малых доз
электронного облучения на увеличение подвижности в отличие от
обычного ее снижения при больших дозах впервые наблюдали
в высокоомном кремнии авторы работы [57]. Облучение
образцов проводилось на линейном ускорителе электронами с
энергией 25 МэВ при комнатных температурах, плотность
потока составляла МО12 см-2-с-1. Измерения параметров
проводились при 150 К. При облучении образцов флюенсом
электронов 2-1013 см-2 холловская подвижность возросла
примерно в 3,3 раза: с (1а=3-103см2-В"1-с-1 до ц=104 см^В-^с-1
(рис. 2.13). На рисунке также представлены зависимости
изменения константы Холла и удельного сопротивления.
47

уии,сн2/В-с
Столь резкое увеличение подвижности авторы объясняют
уменьшением концентрации примесных рассеивающих центров
под действием малых доз электронного облучения, влияние
которых особенно резко проявляется в области низких
температур. При этом указывается, что при рассасывании
неоднородности большое значение имеют образование
незначительной концентрации радиационных дефектов и наличие
ионизации. Вероятно, основную роль в рассасывании неоднородностей
здесь играет диффузионный
%м /К" механизм. При флюенсах
облучения свыше 3-1013см-2
подвижность начинает
уменьшаться вследствие
вклада в процесс рассеяния
возросшей концентрации
радиационных дефектов. Даль-
Рис. 2.13. Зависимости
коэффициента Холла (У), удельного
сопротивления (2) и холловской
подвижности НЗ (3) высокоомного
кремния от флюенса электронов
при Ее=25 МэВ, Г=150К
2,0 Фе'М'Усн*
нейшее увеличение дозы облучения приводит к появлению
характерного максимума на температурной кривой \x=f(T),
связанного с влиянием на рассеяние в кремнии радиационных-
дефектов, в том числе и областей разупорядочения.
В работе [58] изучалось влияние малых доз электронного
и гамма-облучения на увеличение времени жизни неосновных
НЗ в кремнии и арсениде галлия, а также в кремниевых
диодах. Диоды в корпусах и без корпусов облучались на
импульсном ускорителе электронов с энергией 3,5 МэВ, средняя
плотность тока быстрых электронов составляла 0,01 мкА/см2,
температура облучения была 293 К.
Результаты, характеризующие увеличение времени
жизни неосновных носителей в кремниевых диодах под действием
малых доз электронного облучения, представлены в табл. 2.3.
Из нее видно, что при флюенсах ~ (1...3) • 1012 см-2 время
жизни неосновных НЗ возрастает по сравнению с исходным
значением в 2...4 раза. Отжиг образцов до 523 К показал
устойчивость эффекта увеличения времени жизни неосновных
НЗ. Результаты облучения, в том числе и малыми дозами,
эпитаксиальных кремниевых р—я-структур (эпитаксиальная
пленка КЭФ-0,5) электронами с энергией 4 МэВ при плотности
потока электронов МО12 см-^-с'-1 и различных температурах
48

Таблица 2.3
Влияние малых доз электронного облучения и отжига
на время жизни неосновных НЗ в кремниевых диодах
Операция
До облучения
Облучение
Отжиг
т к
1 ОТЖ' ^
_
—
323
373
423
473
523
тт*)
яг
1,6
4 4**)
4^4
4,4
4,5
4,5
4,4
V
Д2
4,9
18,0**)
18,0
18,0
18,0
18,0
18,1
МКС
Дз
4,6
11,3***)
11,2
11,2
11,2
11,2
11,3
Д4
2,4
5,2***)
5,2
5,2
5,3
5,3
5,3
*) Дъ Дз —корпусные диоды, Да, Д4 — разгерметизированные; **) Фе =
= 1,56-101асм~2; ***) Фе = 3,131012см-2.
(123...603 К) приводятся в работе [59]. Измерялось время
жизни неосновных носителей при высоком уровне инжекции
после различных доз облучения. Зависимости времени жизни
неосновных носителей от флюенса электронов представлены
на рис. 2.14. По мере возрастания фе величина т в образцах,
облученных при 123...453 К, уменьшается при малых и
больших дозах. При более высоких температурах облучения (543,
603 К) и малых дозах (1012...1014 см^2) происходит
существенное возрастание т, а при больших дозах снова наступает его
снижение. Представленные результаты показывают, что
эффект малых доз в данном случае проявляется только при
повышенных температурах облучения. Как показали
исследования процессов отжига облученных образцов при различных
температурах, восстановление наступает в области
температур 623...693 К. Энергия активации отжига радиационных
дефектов оказалась равной 1,3±0,08 эВ, что соответствует
дефекту типа Л-центра. Было установлено [60] существенное
увеличение коэффициента передачи тока h2\ э, связанного с т,
у кремниевых эпита'ксиальных транзисторных структур под
действием малых доз электронного облучения, которое
проявляется наиболее эффективно также при повышенных
температурах облучения.
Как полагают авторы работы [58], возрастание и
последующий спад т при наборе дозы объясняются двумя
процессами: уменьшением рекомбинационно-активных центров
химической природы, вызывающих рост т; увеличением с дозой
концентрации радиационно введенных центров рекомбинации
и обратного «растворения» активной примеси в
неравновесных вакансиях, вызывающих уменьшение т. Вероятно, при не*
которых дозах облучения первый процесс замедляется и
начинает преобладать второй.
49

Влияние малых доз электронного (1012...1014 см-2) и гамма-
облучения (103...105 рад) на полупроводниковые кристаллы
арсенида галлия изучалось в работе [61]. Дефекты в
кристаллах создавались или в процессе роста, или бомбардировкой
низкоэнергетичными тяжелыми ионами (бора, кислорода,
индия) флюенсами 1014...1017 см-5. Степень совершенства
кристаллической структуры контролировалась путем измерения
энергетических спектров обратно рассеянных каналированных
6дос
0,8
0,6
ол
0,2
—5"""*'"^ \J\ ^ис- 2**4, Зависимости относи-
^T^VV-^o jkv тельного изменения времени
♦^.iv \ 1 жизни неосновных НЗ в базе
2 *V^o N Р—я-структуры на эпитакси-
- VN
♦ 3 \"\ альном кремнии при различных
• j ♦NX температурах от флюенса
4 6 v#° электронов: 1 — Г0бл = 123,
V 2 — 298, 3 — 423, 4 — 453,
5 — 543, 6 — 603 К (то^
i^V—7^ *—г, *-^ %—г ^0,25 мкс)
о wf2 to13 /о'* Феь™
частиц N(E) — ионов гелия с энергией 1,8 МэВ. В этой работе
экспериментально было установлено упорядочение
кристаллической структуры дефектных кристаллов при облучении
малыми дозами электронов и гамма-квантов. В результате такого
упорядочения происходило увеличение подвижности в GaAs,
подобное тому, которое ранее наблюдали в кремнии [57].
Упорядочение кристаллической структуры кристаллов
кремния, облученных электронами с энергией 4,5 МэВ при
различных температурах, также наблюдалось методами
обратного рассеяния [62]. Вопрос о механизме влияния малых
доз облучения на упорядочение структуры в кристаллах
полупроводников, в том числе с р—я-переходами, требует
дальнейших исследований. Ясно, что наблюдаемый эффект не связан
как с термическим отжигом, поскольку нагрев практически
отсутствует, так и с «радиационным» отжигом, который
проявляется при флюенсах 1017...1018 см~2.
Возможным механизмом «залечивания» дефектов
кристалла под действием малых доз облучения является ускоренная
радиационно-стимулированная диффузия, приводящая к
выравниванию технологических неоднородностей и равновесию
квазинеравновесной системы. В пользу этого свидетельствует
эффект, наблюдающийся при рентгеновском облучении и
наиболее заметно проявляющийся при повышенных температурах
облучения.
В работе [63] предложен механизм упорядочения полу-
50

проводниковых кристаллов облучением малыми дозами у-
квантов и электройов, который основывается на цепной
реакции аннигиляции пар Френкеля при облучении. Этот
механизм по оценкам авторов [63] реализуется в таких
кристаллах, как кремний и арсенид галлия, где выход энергии
при аннигиляции значительно выше, чем барьер аннигиляции,
и плотность дефектов превышает критическую. Однако этот
механизм требует экспериментального подтверждения.
Описанный эффект малых доз облучения, как и больших
[64], представляет практический интерес с точки зрения
использования его для корректировки параметров
полупроводниковых материалов и изделий на их основе, в том числе
интегральных микросхем.

Глава 3
ВЛИЯНИЕ ОБЛУЧЕНИЯ
НА ЭЛЕМЕНТЫ БИПОЛЯРНЫХ
ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
Опыт эксплуатации радиоэлектронной
аппаратуры [3, 65] показывает, что полупроводниковые
интегральные микросхемы обладают значительной радиационной
чувствительностью, причем для разных типов схем (цифровые
биполярные или МДП, аналоговые) она различна.
Воздействие ионизирующих излучений на
полупроводниковые микросхемы сопровождается появлением различных
радиационных эффектов, которые приводят и к
кратковременному нарушению работоспособности схем, и к
необратимому нарушению их функционирования. Известно, что
электрические параметры микросхем определяются всей
совокупностью параметров составляющих их элементов:
транзисторов, диодов, резисторов. Поэтому для понимания
радиационных изменений параметров микросхем необходима
информация о радиационной деградации параметров составляющих
их элементов: транзисторов, диодов, резисторов. В
литературе имеется информация по исследованию радиационной
нестабильности транзисторов, диодов, резисторов в основном
дискретного исполнения [3, 12, 25]. Установлены
закономерности изменения основных электрических параметров ряда
элементов, дана физическая интерпретация полученных
результатов. Несмотря на то что в радиационном поведении
дискретных элементов и элементов ИМС есть общие
закономерности, тем не менее элементы микросхем в связи с
конструктивно-технологическими особенностями изготовления и
режимами их работы будут иметь в условиях воздействия
радиации ряд различий. Полупроводниковые приборы, работа
которых зависит от концентрации основных НЗ, выходят из
строя при облучении в основном вследствие явлений захвата
основных НЗ радиационными ловушками. К таким приборам
относятся, например, полупроводниковые резисторы и
частично некоторые диоды. Приборы, принцип действия
которых основан на инжекции неосновных НЗ, изменяют свои
характеристики в основном из-за деградации времени жизни
неосновных НЗ. Такими приборами являются транзисторы,
диоды. В табл. 3.1 указаны параметры исходных полупровод-
52

Таблица 3.1
Изменения параметров исходных полупроводниковых материалов
при облучении, обусловливающие отказы элементов
биполярных интегральных микросхем [3, 12, 25]
Прибор
Полупроводниковые резисторы
Диоды (пробивные напряжения,
барьерная емкость)
Диоды (прямой и обратный ток,
фототоки)
Биполярные транзисторы
Полупроводниковые интегральные
микросхемы на биполярных
транзисторах
Причина отказа

уменьшение
времени жизни
2
1
1
1
удаление
и захват
носителей
\*\
1
2
2
2

уменьшение
подвижности
2**)
—
—
—
—
зарядовые
и
поверхностные
эффекты
в окисле
_
—
—
—
2
*) Основная причина, **) неосновная.
никовых материалов, изменение которых обусловливает отказ
полупроводниковых приборов разных классов в связи с
воздействием на них радиации.
Из всех основных элементов биполярных микросхем
наиболее чувствительным элементом к воздействию нейтронного
облучения является транзистор [66]. Из рис. 3.1 видно, что
при флюенсе быстрых нейтронов 2-Ю13 см~2 коэффициент
усиления снизился в 2 раза, а при флюенсе 3-Ю14 см~2
наступила почти полная деградация усилительных свойств
транзистора. Падение прямого напряжения на кремниевом диоде
при заданном прямом токе до флюенса нейтронов 2-10й см~2
почти не изменилось. Свыше указанной дозы облучения £/д
в i и, | /?,
В ком
Рис. 3.1. Зависимости необратимых изменений параметров основных
элементов биполярных интегральных микросхем от флюенса быстрых
нейтронов (£п>0,1 МэВ): / — коэффициент усиления транзистора В, 2 —
прямое падение напряжения £/д на кремниевом диоде, 3 — сопротивление
диффузионного резистора, 4 — тонкопленочного резистора
53

начинает возрастать по экспоненциальному закону.
Величина сопротивления резисторов заметно возрастает еще при
больших флюенсах нейтронов (>7-1014 см-2), чем прямое
падение напряжения на диоде, причем радиационная
стойкость тонкопленочного резистора выше, чем диффузионного.
§ 3.1. ВОЗДЕЙСТВИЕ ОБЛУЧЕНИЯ
НА БИПОЛЯРНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
Анализ литературных данных по
радиационному поведению полупроводниковых ИМС показывает, что их
стойкость определяется чаще всего радиационным
изменением параметров транзисторов [3, 65]. Поэтому для понимания
причин радиационной деградации микросхем необходимо
иметь информацию о радиационном изменении параметров
их элементов и в первую очередь транзисторов, а также
информацию о влиянии конструктивно-технологических
особенностей их изготовления на деградацию электрических
параметров микросхем при облучении. Полупроводниковые
микросхемы изготавливаются в основном по планарно-эпитакси-
альной технологии [67]. При этом все контакты к различным
областям транзисторов схемы расположены в одной
плоскости на поверхности кристалла (рис. 3.2). При такой
конструкции транзисторы микросхем имеют ряд особенностей по
сравнению с дискретными транзисторами [67, 68]: резко
асимметричную структуру — площадь эмиттерного перехода
в несколько раз меньше площади коллекторного, вследствие
чего транзистор имеет активную область, ограниченную
размерами эмиттера, и пассивную область с достаточно
большими размерами, при этом активная область выполняет роль
как бы самого транзистора, на характеристики которого
влияют паразитные параметры, обусловленные пассивной
областью базы; наличие электрического поля в базе не только
из-за градиента концентрации примесей, но и вследствие
высоких уровней инжекции неосновных НЗ; вытеснение
носителей к периферийной области эмиттера; малую величину
инверсного коэффициента передачи тока и др.
В процессе облучения транзисторов как элементов ИМС
основным эффектом является уменьшение коэффициента
передачи тока базы в схеме с общим эмиттером В. Скорость
этого процесса определяется начальным значением
параметра, конструктивно-технологическими особенностями
изготовления транзисторов, видом воздействующей радиации. В
общем случае уменьшение коэффициента передачи тока в
результате воздействия радиации определяется образованием
радиационных дефектов как в объеме, так и на поверхности
транзисторной структуры, что приводит к дополнительной ре-
54

комбинации НЗ и увеличению тока базы. Выражение для тока
базы можно представить в виде [66]
h = ^dv+ ^dv + ^ALdv + ^AP.dv + Imh> (з.1)
э ^ эб ^ б t к ^
где составляющие характеризуют процессы рекомбинации со.
•ответственно в нейтральной области эмиттера; в области
объемного заряда перехода эмиттер — база; в нейтральной
Рис. 3.2. Поперечное сечение типовой транзисторной структуры
полупроводниковой интегральной микросхемы: / — эпитаксиальный слой я-типа
(коллектор), // — подложка р-типа, /// — база /г-типа, IV — скрытый слой п+
области базы; в нейтральной области коллектора; на
поверхности прибора.
Из выражения (3.1) следует, что увеличение тока базы
транзистора в результате облучения происходит вследствие
усиления процессов рекомбинации во всех областях объема
и на поверхности транзисторной структуры. В общем случае
деградация коэффициента усиления транзистора
описывается уравнением [25]
-^- = ^- + t6KxO, (3.2)
тде В0, Вф — коэффициент передачи тока транзистора с
общим эмиттером до и после облучения; h — время переноса
НЗ через базу; Кх — коэффициент радиационного
повреждений (Кх— UKi); Ф — флюенс радиации.
Таким образом, значение коэффициента передачи тока
транзисторов после облучения определяется его начальным
значением, временем переноса носителей через базу,
коэффициентом радиационного повреждения времени жизни
неосновных НЗ. Выражение (3.2) справедливо при облучении
55

транзисторов нейтронами, протонами, электронами, у-кван'
тами (рис. 3.3).
Анализ снижения коэффициента передачи тока
транзистора при непрерывном облучении проведем исходя из
выражения для величины, обратной коэффициенту передачи тока
[66]:
_J _. *б __ *би т Лэек.бэ "Г 'пов т 'рек.б •'ко
В /к /к
где /б — ток базы; /к — ток коллектора.
Ток базы представлен в виде составляющих: /би —
обратный диффузионный ток, обусловленный инжекцией дырок из
базы в эмиттер; /рек.бэ —
генерационно-рекомбина-
ционный ток, вызванный
рекомбинацией
электронов и дырок в обед-
Рис. 3.3. Зависимость
изменения коэффициента передачи
тока транзистора с общим
эмиттером от флюенса нейтронов
ненном слое эмиттерного перехода; /рек.б — рекомбинацион-
ный ток в базе; /Пов — поверхностный генерационно-рекомби-
национный ток в области базы; /ко—обратный коллекторный
ток, образующийся преимущественно в области
пространственного заряда коллекторного перехода.
На рис. 3.4 показаны эти составляющие тока базы в пла-
нарно-эпитаксиальном транзисторе [46].
В результате воздействия радиации в объеме и на
поверхности транзисторной структуры образуются радиационные
дефекты, которые нарушают нормальные физические
процессы в транзисторе, что вызывает увеличение роста
составляющих тока базы. В зависимости от
конструктивно-технологических особенностей транзистора, а также электрического
режима его работы в процессе облучения составляющие тока
базы вносят разный вклад в общую деградацию
усилительных свойств транзистора. Составляющая I$JIK является
эффективностью эмиттера и выражается через физические
параметры и геометрические размеры транзисторной структуры
следующим образом [67]:
^би __ Рр№ъПрэ ,g g.
/к 2DnLp3ND '
56
/0" <Pnt си"2

где DUf Dp — коэффициенты диффузии электронов и дырок
соответственно; Wq — толщина базы; Ьрэ — диффузионная
длина дырок в эмиттере; прэ — концентрация электронов в
эмиттере; ND — концентрация донорной примеси.
В выражении (3.3) наиболее радиационно зависимым
параметром является диффузионная длина LPQf которая с
увеличением потока радиации уменьшается, что приводит к
увеличению этой составляющей тока базы. Однако эти изменения
\к
\н
*\*
|v
■и иршшдиЕвда
vis \—~Л
Рис. 3.4. Распределение составляющих тока базы в планарном
транзисторе п—р—я-.типа при работе в активном режиме
будут незначительны, так как рассматриваемые планарно-
эпитаксиальные транзисторы имеют достаточно тонкую
(0,3... 1,3 мкм) и сильно легированную область эмиттера.
Время жизни неосновных НЗ в нем до облучения мало, и
радиационные изменения х будут проявляться лишь при
больших дозах облучения, когда диффузионная длина становится
соизмеримой или меньше толщины эмиттера. Помимо этого,
в планарно-эпитаксиальном транзисторе существует сильное
электрическое поле в эмиттере, в результате чего
уменьшается зависимость инжектируемого в эмиттер тока от времени
жизни неосновных НЗ при среднем уровне инжекции. Таким
образом, эта составляющая тока базы вносит
незначительный вклад в его увеличение и может существенно
проявляться или при больших дозах облучения, или при очень малых
геометрических размерах транзисторов.
Составляющая тока /Пов//к определяет вклад поверхности
в процессы рекомбинации в транзисторе. Она определяется
выражением [67]
Ino»=qSAsne, (3.4)
где S — скорость поверхностной рекомбинации; As —
эффективная площадь поверхности, на которой происходит
рекомбинация; пе — плотность инжектируемых носителей.
57

Параметрами, определяющими зависимость /пов от
радиации, являются скорость поверхностной рекомбинации 5 и
площадь, на которой происходит рекомбинация. Скорость
поверхностной рекомбинации определяется качеством
технологической обработки кристалла.
В результате воздействия радиации на поверхности
структуры образуются дополнительные центры рекомбинации.
Анализ выражения (3.4) показывает, что для уменьшения
величины /пов необходимо снижать S путем соответствующей
технологической обработки (например, пассивации
поверхности кристалла нитридом кремния) и уменьшения площади
поверхности транзистора. Следует отметить, что эта
составляющая вносит незначительный вклад в ток базы и может влиять
на его радиационные изменения при малых дозах
облучения и работе транзисторов с малыми уровнями рабочих
токов.
Ток /ко для кремниевых транзисторов имеет значение в
пределах 0,1.;.0,01 мкА. Эта величина мала по сравнению с
другими составляющими тока базы. При воздействии
радиации этот ток увеличивается [3], однако ввиду его малости
составляющая /ко//к вносит незначительную долю в
изменение коэффициента передачи тока и ею можно пренебречь.
Выражение для тока /рек.бэ имеет вид [69]:
/рек.бэ = -5^-iH. — «W-*7 , (3.5)
% х
где А — площадь перехода; dn — ширина перехода; т —
время жизни неосновных НЗ; U0—напряжение на переходе;
щ — концентрация НЗ в собственном полупроводнике; \|э0 —
внутренний потенциал перехода.
Из выражения (3.5) следует, что увеличение тока при
облучении происходит с радиационным уменьшением времени
жизни т. Составляющая тока /рек.бэ проявляется
преимущественно при малых уровнях инжекции, когда часть носителей
тока рекомбинирует в объеме р — я-перехода.
Составляющая тока базы /рек.б определяет рекомбинаци-
онный ток неосновных носителей в объеме активной и
пассивной областей базы. /рек.б определяется из выражения [67]
и« = #в-^ . (3-6)
где We — толщина базы; пр — концентрация электронов; хп—
время жизни электронов.
Как следует из выражения (3.6), ток /рек.б определяется
58

процессами рекомбинации в объеме пассивной и активной
областей базы. Величина
^рек.б пропорциональна
соотношению объемов активной и пассивной областей базы. При этом
пассивная область при облучении транзистора вносит
дополнительный вклад в процессы рекомбинации НЗ. Снижения
величины тока /рек.б можно добиться уменьшением объема
базы, т. е. уменьшением толщины и доли объема пассивной
области базы. Составляющая тока играет существенную роль
в радиационных изменениях усилительных свойств
транзисторов при средних и больших уровнях рабочих токов. Для
планарно-эпитаксиальных транзисторов, работающих при
средних и больших уровнях инжекции, время пролета НЗ
через базу пропорционально ее ширине. Следовательно,
составляющие /рек.бэДк и /Рек.б//к пропорциональны времени
пролета носителей через базу, и выражение (3.2) можно
представить в виде
AlT^l! !г = ^ф. (3.7)
где Кх — постоянная, характеризующая скорость деградации
коэффициента передачи тока транзистора с учетом
геометрических и технологических особенностей транзистора и
режима его работы (см2).
Значения постоянной /С^для транзисторов могут быть
определены на основании экспериментальных зависимостей
изменения коэффициентов передачи тока транзисторов от
флюенса радиации, создающего в структуре в основном
объемные нарушения, что определяет линейную зависимость
изменения Д—в широком диапазоне рабочих токов. Имеющие-
В
ся данные показывают, что большие значения К'х и
соответственно большую радиационную чувствительность имеют
транзисторы с большей толщиной базы и с большими
значениями площадей эмиттера Лэ. Кроме того, с уменьшением
рабочих токов постоянная Кт увеличивается. Следовательно,
величина К'х существенно зависит от технологии изготовления
транзисторов и плотности эмиттерных токов. С целью
снижения величины Кт необходимо уменьшать площадь эмиттера,
глубину залегания эмиттерного перехода и делать переход
максимально резким, снижать отношение ширины
эмиттерного перехода к его площади, уменьшать толщину базы и
увеличивать плотность рабочего тока.
59

§ 3.2. ТРАНЗИСТОР, РАБОТАЮЩИЙ
В РЕЖИМЕ КЛЮЧА В УСЛОВИЯХ
ОБЛУЧЕНИЯ
В цифровых интегральных микросхемах
транзисторы работают в ключевом режиме, при этом наиболее
часто используется включение транзистора по схеме с общим
эмиттером [68] (рис. 3.5). Транзисторный ключ
характеризуется . двумя состояниями — открытым (насыщение) и
закрытым (режим отсечки). При этом к работе транзистора
предъявляются два основных требования: минимальное
падение напряжения на нем в замкнутом состоянии (режим
насыщения) и минимальный ток в разомкнутом состоянии
(режим отсечки). В статическом режиме работы
используются два основных состояния транзистора.
Закрытое состояние соответствует малому току в цепи
коллектора и в цепи базы. Для случая глубокой отсечки
имеем £/вх<0 и токи транзистора определяются:
/э~ (-£,/£„)/к0,
/к^/коО-Я/В^),
h ^ — /ко,
где BN, Bj — коэффициенты усиления транзистора в
нормальном и инверсном режиме работы соответственно; /ко —
обратный ток коллекторного перехода.
Обычно отношение Bj/BN при воздействии радиации
меняется слабо, при этом ток /ко будет возрастать вследствие
уменьшения времени жизни неосновных НЗ. Для случая
граничного режима отсечки и линейного режима можно
записать
f/бз = 0, /э ~ Bi /к0,
/к~(1+£,)/«„,
/б ~ — /и0.
При увеличении дозы облучения инверсный коэффициент
усиления транзистора Bi уменьшается пропорционально
снижению времени жизни неосновных носителей, ток /э
существенно не возрастает, а токи 1§ и /к возрастают
пропорционально току /ко- В этом случае для падения напряжения на
транзисторе имеем [70]
^кэ = £н-/Ко(1+£7)#н,
где Еп — напряжение питания.
Таким образом, напряжение на транзисторе в режиме от-
60

сечки при увеличении дозы облучения незначительно
уменьшается в связи с увеличением тока /ко. При этом уменьшение
Bi сказывается в меньшей степени на Um.
В режиме насыщения оба р—/г-перехода транзистора
смещены в прямом направлении. Тогда UBX и Еп значительно
больше межэлектродных напряжений, т. е. 1§ и /к можно
считать заданными внешней схемой:
♦к.нас —
R б "Т" ггеи
Р TJ
R*
R*
Минимально
необходимый ток базы для режима
насыщения составляет
Рис. 3.5. Схема интегрального
транзистора в режиме ключа
п
кг
о
,.,Д>
L—' ,
ибз
'
к
'
\
т
'КЭ
/,
'б.тт —
ко
Ьп сУкэ.н
я*
В RKB
Глубина насыщения интегрального ключа до облучения
определяется выражением
/б (£/вх-г/бэ)Д?кВ
s„ =
'6.min
(#б + '"ген) ^п
(3.8)
Основными параметрами транзистора в выражении (3,8),
изменяющимися при воздействии радиации, являются В, Uqq,
^кэ.н, причем наибольшее изменение претерпевает В. С
учетом этого выражение (3.8) можно представить в виде
S(<D) =
[^вх-^бэ(Ф)]^кД(Ф)
№б+ггеа}[Еа-икэ.я(т
Условием потери работоспособности транзистора в режиме
ключа является выход его из режима насыщения, т. е. S (Ф) =
= 1:
[£/вх-£/б8(Ф)]#кВ(Ф)
[^б + Гген][^п-^кЭ.н(Ф)]
1.
(3.9)
Изменение коэффициента усиления транзистора в
зависимости от дозы описывается выражением (3.7). Подставляя
выражение (3.7) в (3.9) и преобразуя его, можно получить
61

значение флюенса радиации, при котором транзисторный
ключ выходит из режима насыщения:
фпр = (и*х-и*1№о-№*,а (зло)
K%B0EnR6
Из выражения (ЗЛО) следует, что предельный флюенс
облучения, при котором транзисторный ключ выходит из- режима
насыщения, определяется напряжением Питания,
характеристиками задающего генератора, начальным значением
коэффициента усиления, а также степенью радиационных
повреждений транзистора с учетом его геометрических и
технологических особенностей изготовления. Причем Фпр обратно
пропорционален константе радиационных повреждений К'х.
С увеличением К'х предельный флюенс уменьшается.
§ 3.3. РАДИАЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ
iP-n-ПЕРЕХОДОВ И ДИОДОВ
ШОТКИ
Диоды интегральных микросхем
изготавливаются одновременно с другими компонентами в едином
технологическом цикле на основе тех же диффузионных слоев и
переходов, которые используются в интегральных
транзисторах. В результате воздействия радиации изменяются их
электрические характеристики, что в конечном итоге сказывается
на деградации параметров микросхем. Из рис. 3.6 видно, что
с ростом флюенса нейтронного облучения возрастает прямое
дифференциальное сопротивление, несколько увеличивается
обратное напряжение пробоя, растет обратный ток диода.
Изменение электрических характеристик диодов при
облучении определяется типом полупроводникового материала,
на основе которого изготовлен диод, особенностями его
конструкции и электрическим режимом работы, При больших
значениях доз облучения диод теряет свои выпрямляющие
свойства и превращается в линейное сопротивление. В
работах [71, 72] показано, что для анализа радиационных
изменений прямое, падение напряжения на диоде целесообразно
рассматривать как сумму напряжений на р—д-переходе
£/р_п и на базе U§:
В общем случае падение напряжения на р—я-переходе /7Р_П
определяется режимом работы, свойствами исходного
материала и в первую очередь временем жизни неосновных НЗ т.
Как было показано ранее, время жизни неосновных НЗ с
увеличением доз облучения уменьшается, что влечет за собой
62

также уменьшение Up-n- Падение напряжения на базе Uq,
определяется проводимостью материала базы и уровнем ин-
жекции неосновных НЗ через р—/г-переход, а также
отношением диффузионной длины неосновных носителей к толщине
базы. Вследствие изменения проводимости материала базы и
диффузионной длины неосновных НЗ падение напряжения
на базе при увеличении дозы облучения растет. Так как
радиационные изменения Uq и £/р_п направлены в противопо-
"сйр.8
3] 0,1 ОЛ 0,6 ищ
5
!0 \
15
Рис. 3.6. Изменение вольт-амперной характеристики кремниевого диода:
1 — до облучения, 2 — после облучения Фп = Ы014 см*-2
ложные стороны, то на начальном участке вольт-амперной
характеристики при малых дозах £/д будет уменьшаться
(будет определяться поведением £/р_п), а затем увеличиваться
в связи с преобладающим ростом Uq. В реальных условиях
работы планарных диодов, изготовленных на низкоомном
кремнии в составе микросхем, радиационные изменения
прямого падения напряжения будут определяться изменениями
проводимости базы. Таким образом, радиационная стойкость
диодов на низкоомном кремнии при прочих равных условиях
прямо пропорциональна величине исходной проводимости
материала.
Основные параметры обратной ветви вольт-амперной
характеристики диода — напряжение пробоя и обратный ток
при воздействии радиации, как уже отмечалось, тоже
изменяются. Обратный ток /0бр определяется [3] диффузионной
составляющей, которая обусловлена процессами тепловой
генерации неосновных носителей в объеме материала,
ограниченной диффузионной длиной и плоскостью р—я-перехода;
генерационной составляющей, которая вызвана процессом
генерации обоих видов носителей непосредственно в слое
пространственного заряда р—n-перехода; поверхностной состав-
63

ляющей, которая определяется возможными утечками по
поверхности, образованием на поверхности каналов и
инверсионных слоев.
В кремниевых диодах при нормальных условиях
превалирует составляющая обратного тока, генерируемая в
р—^-переходе. Для нее можно записать выражение
дйр—.пАр--пЩ
2Хр-п ch
(Et-EJ/kT + -lln ^И-
2 тп0
где dp-n — ширина р—д-перехода; Av-n—площадь р—/г-пе-
рехода; щ — концентрация носителей в собственном
полупроводнике; Ей Ег — энергия уровня Ферми, соответствующая
уровню рекомбинации и собственной проводимости; тРо, tno—
время жизни дырок и электронов до облучения; хР-п — время
жизни в области пространственного заряда.
В условиях облучения величина обратного тока должна
расти с увеличением дозы облучения, так как /обр
определяется в большей степени уменьшением времени жизни. Такая
зависимость неоднократно подтверждалась
экспериментально. Однако поверхностные токи- утечки при определенных
условиях могут превалировать над генерационной
составляющей, что нарушает линейный ход роста /0бр с дозой.
Величина пробивного напряжения диода связана с
концентрацией основных НЗ. Как было показано раньше, при
облучении уменьшается проводимость исходного
полупроводника, поэтому напряжение пробоя с дозой возрастает.
Экспериментальные результаты подтверждают такое
предположение [3].
В настоящее время в интегральных микросхемах в
качестве р—n-перехода часто используется выпрямляющий
контакт металл — полупроводник (диод Шотки). Диод Шотки в
составе интегральной микросхемы представляет собой
контакт металла с высокоомным полупроводником я-типа, в
качестве которого используется коллекторная область
транзисторов. На границе раздела полупроводник — металл из-за
разности работ выхода образуется обедненный слой, в
результате чего создается барьер Шотки. Контакт
полупроводник — металл при соответствующем подборе пары
приобретает выпрямляющие свойства и работает как диод [73].
Диоды с барьером Шотки имеют ряд преимуществ по сравнению
с диодами на основе обычных переходов, благодаря чему
перспективны как в составе ИМС, так и в дискретном
исполнении. Быстродействие диода Шотки на несколько порядков
превосходит быстродействие р—/г-перехода.% Это связано с
тем, что в диодах Шотки в отличие от р—n-перехода перенос
64

тока осуществляется только основными НЗ. При этом
переходные процессы определяются не временем жизни
неосновных. НЗ, а перезарядкой области пространственного заряда
полупроводника, длительность которой мала. Кроме того,
технология изготовления диода Шотки включает одну основную
операцию — нанесение металлического контакта, что проще
соответствующих операций при изготовлении р—я-переходов
(диффузия и т. д.). Управление параметрами диодов Шотки
сводится, как правило, к изменению обработки поверхности
полупроводника, а также к выбору типа металла или режима
его напыления. Активная область диода Шотки имеет малые
размеры и определяется шириной области пространственного
заряда.
В интегральных микросхемах диод Шотки может
использоваться с целью ограничения степени насыщения
транзисторов, для чего он включается параллельно коллекторному
переходу. При этом транзистор и диод Шотки представляют
единую структуру — транзистор Шотки.
При воздействии радиации, например, быстрых нейтронов
на диоды Шотки под влиянием дефектов изменяются
электрические свойства структуры. Рассматривая эффект воздействия
радиации на контакт металл — полупроводник, необходимо
учитывать радиационные нарушения в объеме
полупроводника, на поверхности и на границе раздела с металлом.
Особенность воздействия быстрых нейтронов на полупроводник, как
уже отмечалось, заключается в том, что наряду с
образованием простых радиационных дефектов и их комплексов
возникают большие области разупорядочения. Введение
дефектов при облучении приводит к уменьшению концентрации НЗ
в полупроводнике. В работе [74] показано, что скорость
удаления НЗ в кремнии п- и р-типа проводимости при облучении
быстрыми реакторными нейтронами не зависит от способа
получения материала и типа легирующей примеси и
определяется только исходной концентрацией НЗ:
Дя/ДФп ~ п°о'12 для /i-Si,
Др/ДФп ~ро2г для p-Si.
Радиационные дефекты, вводимые в кремний облучением,
являются центрами рекомбинации, снижая время
жизни-неосновных НЗ, центрами рассеяния НЗ, уменьшая их
подвижность, и центрами захвата, снижая концентрацию основных
НЗ. Для оценки радиационного снижения времени жизни
неосновных НЗ, коцентрации основных НЗ, подвижности можно
пользоваться данными, приведенными во второй главе.
Проникающая радиация, воздействуя на полупроводнике-
65

вый материал, может приводить к изменениям свойств
контакта металл — полупроводник. Так, удаление носителей из
объема полупроводника создает полностью или частично
скомпенсированную область пространственного заряда
(ОПЗ); вольт-амперная характеристика при малых прямых
напряжениях сильно поврежденных контактов имеет вид
I~Um [75]. Уменьшение концентрации основных НЗ и их
подвижности ведет к возрастанию омического сопротивления
контакта и уменьшению потока НЗ при высоких уровнях ин-
жекции.
Кроме отмеченных выше объемных эффектов,
возникающих при облучении, могут появляться изменения на границе
раздела с металлом и на поверхности полупроводника. При
рассмотрении теоретической модели контакта металл —
полупроводник (КМП) было отмечено, что его работа зависит
от поверхностных электронных состояний на границе
раздела. Поверхностные состояния на границе раздела действуют
как центры рекомбинации. При изменении прикладываемого
напряжения заряд на поверхностных энергетических
состояниях контакта (ПЭСК) изменяется, что ведет к сдвигу зон
возле поверхности полупроводника. Часть уровней проходит
через уровень Ферми и изменяет свое зарядовое состояние.
Таким образом, знак заряда на ПЭСК связан с положением
уровня Ферми на границе раздела.
Воздействие радиации может приводить к возникновению
на границе раздела новых центров [76] и изменять зарядовое
состояние существующих, что ведет к изменению высоты
потенциального барьера на границе раздела и в конечном счете
к изменению тока, протекающего через контакт. После
облучения ток, протекающий через контакт металл —
полупроводник, может изменяться и вследствие туннелирования НЗ.
В исходном КМП при достаточно широкой ОПЗ туннелиро-
вание через барьер незначительно — электроны с энергией
меньше высоты барьера отражаются от него. Даже если в
контакте имеются ловушки, содействующие туннелированию
[77], вероятность туннелирования вплоть до очень низких
температур мала. После облучения увеличивается
возможность туннелирования в созданные радиационным
повреждением состояния. Если туннелирующие электроны
захватываются, радиационными дефектами, размещенными в глубине
ОПЗ, то они могут путем термоэмиссии переходить в зону
проводимости кремния. Этот процесс при обратном
напряжении может давать значительные потоки НЗ. Если плотность
повреждений в приповерхностном слое велика, то при
рассмотрении токов, протекающих через КМП, после облучения
следует учитывать и состояние поверхности полупроводника.
Если не приняты специальные технологические меры при соз-
66

дании КМП, то на поверхности кремния всегда существует
диэлектрический слой толщиной 2...7 нм.
При воздействии радиации в диэлектриках вследствие
большой ширины запрещенной зоны образуются заряженные,
термически стабильные глубокие ловушки. Их концентрация
и заряд зависят от дозы и типа диэлектрика (например, в
Si02 облучение способствует образованию положительного
заряда). Заряд, возникающий в диэлектрических слоях,
способствует образованию у j
поверхности кремния
обогащенного или
обедненного слоя в зависимости
от знака заряда и типа
Рис. 3.7. Изменение
вольт-амперной характеристики диода
Шотки (контакт Au—n-Si) при
облучении быстрыми
реакторными нейтронами: 1 — Фп =
=3-1013, 2 — 1-Ю12, 3 —
ЫО13 см-2, 4 — 0
0,8 UQ
проводимости, вследствие чего возможно изменение скорости
поверхностной рекомбинации и изменение токов утечек.
В большинстве работ по исследованию влияния облучения
на диоды с барьером Шотки применялись такие дозы быстрых
нейтронов, при которых радиационные эффекты, созданные в
объеме полупроводника, значительны и определяют свойства
Ino*
IF
10'
№
■^05р/ Г
/^
10'
но
0,1 0,2 0.3 U,i
-0,1
-1
Vo5p, в
Рис. 3.8. Изменение прямой (а) и обратной (б) вольт-амперной
характеристики диода Шотки при облучении реакторными нейтронами: / —
Фп=0, 2 — ЫО12, 3 — Ы013см-2
67

0,77
0,75
облученных структур. В целях использования диодов Шотки
в интегральных микросхемах представляют интерес
исследования радиационных эффектов в них при облучении
небольшими дозами радиации, при которых объемные свойства
полупроводника изменяются незначительно, а свойства КМП
определяются изменениями на границе раздела и на
поверхности полупроводника. Зависимости прямого тока от
напряжения КМП при
облучении сравнительно
небольшими дозами нейтронов
показаны на рис. 3.7 и
3.8. Видно, что на
экспоненциальном участке для
данного напряжения
происходит увеличение
прямого тока (и тока
насыщения) до флюенсов
1013 см~2. Если бы
увеличение тока происходило
Рис. 3.9. Снижение высоты
потенциального барьера контакта
металл—полупроводник при
облучении нейтронами (а) и
зонная диаграмма контакта (б)
при наличии поверхностных
энергетических состояний
Юг*рп,ыг
Поберхностные
состояния
петаллДиэлетрик Полупроводник
вследствие объемных радиационных эффектов (возрастание
рекомбинационно-генерационной составляющей тока), то
дифференциальный наклон ВАХ должен был возрасти, чего до
указанных флюенсов не было обнаружено. Расчет
параметров КМП показывает, что при облучении уменьшается
высота потенциального барьера на контакте. Зависимость срБ (Фп)
представлена на рис. 3.9. Такое изменение высоты барьера
можно объяснить, если использовать физическую модель
исследуемых контактов, в которой учтено наличие ПЭСК на
границе раздела полупроводника с металлом и
диэлектрического зазора. Если рассматривать энергетическую зонную
диаграмму КМП (рис. 3.9,6), то видно, что уровень Ферми
находится ближе к валентной зоне, так что заряд,
образованный на ПЭСК, должен быть положительным.
Об образовании положительного заряда на границе
раздела под действием облучения может свидетельствовать
различный характер поведения облученных структур при
проведении облучения со смещением разной полярности. ВАХ
68

диодов с барьером Шотки для прямого и обратного смещения
показаны на рис. 3.10. В первом случае наблюдается
возрастание прямого тока, во втором ток не изменяется. При
прямом смещении возрастает компонента тока, связанная с
переходом НЗ через барьер, высота которого уменьшилась в
результате облучения.
Изменения обратных токов зависят от механизма
переноса носителей. Так, для КМП Au — n-Si, где ток определяется
10(
/0i
/О'1
/0*'
/S/
/S/
///
н
W
о /
х г
А 3
0,1 0,2 0,3
0,3 и,ь
Рис. ЗЛО. Изменение вольт-амперной характеристики диода Шотки при
облучении нейтронами с положительным (0,2 В)—а и отрицательным
(—9 в) смещением — б: /—фп=0, 2— 1-Ю13, 3—3-Ю13, 4— МО14 см~2
термоэмиссией, наблюдается увеличение обратного тока с
уменьшением высоты барьера. В случае облучения диодов с
барьером Шотки их обратный ток определяется утечками по
поверхности, которые после облучения могут как
уменьшаться, так и увеличиваться.
§ 3.4. ВЛИЯНИЕ РАДИАЦИИ НА РЕЗИСТОРЫ
Под действием проникающей радиации
резисторы полупроводниковых интегральных микросхем
изменяют свои электрические свойства и в первую очередь
величину сопротивления. Установлено, что характер и степень
этих изменений определяются дозой облучения, энергией и
видом частиц, температурой образца во время облучения,
конструктивными особенностями резисторов и
используемыми в них материалами [78]. В полупроводниковых
интегральных микросхемах в качестве резисторов используются тонко-
пленочные или полупроводниковые (диффузионные) резисторы
[68, 79]. Тонкопленочные резисторы применяются в
основном в тех случаях, когда в микросхеме необходимо получить
69

большие номиналы резисторов. Получаются они нанесением
металлов, полупроводников и керметов (соединений нихрома,
тантала или моноокиси кремния с хромом) на
диэлектрическую подложку или на поверхность кремниевой пластины
после создания в ней активных элементов. При облучении
тонкопленочных резисторов большими дозами нейтронов
(Фп>Ы015 см-2) или гамма-излучения (Z)V>1-108 рад) у
них наблюдается незначительное увеличение омического
сопротивления (около 3%), что связано с увеличением
удельного сопротивления проводящего слоя резистора под
действием проникающей радиации.
Полупроводниковые (диффузионные) резисторы
интегральных схем изготавливаются одновременно с другими
элементами схемы. Для создания диффузионных резисторов в
интегральных микросхемах часто используется базовый
диффузионный слой р-типа благодаря некоторым своим
особенностям. Величина сопротивления диффузионного резистора,
так же как и пленочного, определяется удельным
сопротивлением исходного материала и геометрическими размерами и
будет зависеть от профиля примеси по глубине, глубины
диффузии и соотношения длины и ширины «бруска»
сопротивления. Для диффузионных резисторов обычно глубина
диффузии мала, поэтому можно вместо обычного удельного
сопротивления рассматривать поверхностное:
R = PJIIW,
где ps— поверхностное удельное сопротивление
полупроводника; I — длина; W — ширина.
Как было показано ранее, удельное сопротивление
полупроводника с увеличением дозы облучения возрастает. При
этом зависимость поверхностного удельного сопротивления
от флюенса облучения может быть представлена:
Ф
где ips0 — поверхностное удельное сопротивление
полупроводника до облучения; NS(o) — поверхностная концентрация
примесей полупроводника до облучения; Kps — постоянная
радиационного повреждения кремния р-типа по концентрации
основных НЗ; Ф — флюенс облучения.
Изменение величины сопротивления диффузионного
резистора от флюенса нейтронов можно аппроксимировать
выражением
Я = #0ехр(Я*Ф),
где Ro — величина сопротивления резистора до облучения;
KR — постоянная радиационного повреждения сопротивления.
70

Таким образом, сопротивления полупроводниковых и
интегральных микросхем в результате воздействия радиации
увеличиваются, причем заметные изменения их величины
начинаются при флюенсах нейтронов ~ 1 • 1015 см~2 и больше.
§ 3.5. ОБРАТИМЫЕ ИОНИЗАЦИОННЫЕ
ЭФФЕКТЫ В ЭЛЕМЕНТАХ ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ
Общие вопросы возбуждения неравновесных
электронов и дырок в полупроводниках и р—n-переходах при
воздействии ионизирующих излучений рассмотрены в первой
главе. Здесь мы остановимся на некоторых вопросах,
характерных для элементов ИМС.
При воздействии ионизирующих излучений на ИМС в
кристалле полупроводника возникают неравновесные
электронно-дырочные пары. Как уже отмечалось выше, мощность дозы
гамма-излучения в 1 рад/с вызывает образование в кремнии
~4,3-1013' см-3 электронно-дырочных пар. Ионизационные
токи, обусловленные радиацией, приводят к временному
нарушению работоспособности отдельных элементов микросхем и
в первую очередь р—я-переходов. Эти эффекты обратимы и
исчезают после прекращения действия радиации.
Электронно-дырочные пары, образующиеся вблизи р—/г-перехода на
расстоянии диффузионной длины, пересекают его, вызывая
переходные токи во внешней цепи. Остальная часть
носителей, которые не достигли р—я-перехода, рекомбинирует.
Ионизационный ток в р—я-переходе делится на
составляющие: мгновенную, обусловленную дрейфом неравновесных
носителей из обедненной области перехода, и
запаздывающую, вызванную диффузией и дрейфом носителей из
областей, прилегающих к обедненной области р—^-перехода.
Выражение для определения ионизационного тока р—я-перехо-
да интегральной микросхемы для стационарного случая
имеет вид [80]
/ф = qgA {%Хр + d0 + KW'n), (3.11)
где g — скорость генерации электронно-дырочных пар; А —
площадь перехода; Wp, W'n—толщина р- и я-областей,
прилегающих к обедненной области перехода; d0 — толщина
обедненной области; %v, %п — коэффициенты собирания
носителей из р- и п-областей.
Мгновенная составляющая ионизационного тока
повторяет форму ионизирующего импульса. Запаздывающая
составляющая для прямоугольного ионизирующего импульса
излучения в первом приближении может быть аппроксимирована
71

[80] для каждой из прилежащих к р—я-переходу областей
экспонентой вида
Я(*) = Ь(1_<г'/тм
где
f т(Г')73,061? при (W")2/L2<1,46;
ГЛ ( т/2,1 при 0П7£2>1,46.
Экспериментально установлено, что зависимость
ионизационного тока р—л-перехода от мощности дозы вплоть до
PY~108...109 рад/с линейного характера. С увеличением
мощности дозы линейная зависимость нарушается и
ионизационный ток может иметь плавный или скачкообразный характер
изменения. Плавные изменения обусловлены изменением
электрофизических свойств полупроводника (подвижности и
времени жизни неосновных НЗ), появлением нестационарных
электрических полей и т. д. [81]. Усиление ионизационных
токов при отпирании или пробое отдельных переходов
полупроводниковых структур приводит к скачкам в их изменении.
Ионизационный ток в транзисторе подразделяется на
первичный и вторичный. Первичный ионизационный ток
образуется во внешних цепях при направленном дрейфе и диффузии
неравновесных носителей в р—«-переходе и прилегающих к
нему областях. Первичный ионизационный ток, протекающий
во входной цепи транзистора при работе в активном режиме,
усиливается транзистором. Причем степень усиления
определяется режимом работы транзистора и схемой его включения.
В результате этого в выходной цепи транзистора появляется
вторичный ионизационный ток, обусловленный усилением
ионизационного тока.
Для планарного транзистора полупроводниковой
интегральной микросхемы величина эмиттерного ионизационного
тока существенно меньше коллекторного, что обусловлено
конструктивно-технологическими особенностями микросхем:
относительно малой площадью эмиттера и высокой степенью
его легирования. Поэтому ионизационным током эмиттера
транзистора в этом случае можно пренебречь. Транзистор
наиболее чувствителен к воздействию импульсного
ионизирующего излучения при работе в активном режиме с
управлением по базе. Величина тока коллектора с учетом
воздействия ионизирующего излучения может быть оценена на
основании известного выражения для транзистора
/к = aNr9-ikT(eu«l*T^ 1) + /фк, (3.12)
где /к — ток коллектора; /э — ток эмиттера; 1кТ—тепловой
ток перехода; ocN — нормальный коэффициент передачи тока;
ик напряжение на коллекторном переходе; срг — тепловой
72

потенциал; /Фк — ионизационный ток коллекторного перехода.
Преобразуя выражение (3.12) с учетом h=h—1ю можно
получить выражение
lK = BNI6 + (l+BN)IkT + (l+BN)I<j>K.
Величина (l+BN)IoK представляет собой вторичный
ионизационный ток транзистора. В результате протекания этого
тока в коллекторной цепи транзистор может перейти в режим
насыщения, что приводит к потере работоспособности
транзистора на время, определяемое выражением [80]
/-=^н1п[(1+5^)/фк//кн],
где /кн — ток насыщения коллектора; тн—постоянная
накопления заряда.
Таким образом, ионизационные токи, возникающие в
транзисторах в условиях облучения, вызывают временное
нарушение их работоспособности, что может привести к
изменению режима или сбою в работе микросхем.

Глава 4
ВЛИЯНИЕ ОБЛУЧЕНИЯ
НА БИПОЛЯРНЫЕ ИНТЕГРАЛЬНЫЕ
МИКРОСХЕМЫ
Полупроводниковые ИМС, используемые в
радиоэлектронной аппаратуре, вычислительной технике и
устройствах автоматики, могут работать в различных условиях
окружающей среды, в том числе и в условиях действия
ионизирующего излучения. Поэтому изучение изменений
характеристик ИМС при воздействии на них радиации является
важной научно-технической задачей. Рассмотрим радиационные
эффекты в биполярных ИМС различных типов.
§ 4.1. ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ
О РАДИАЦИОННОЙ СТОЙКОСТИ
ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
Действие проникающей радиации, например
ядерных энергетических установок или космического
пространства, приводит к деградации параметров ИМС. При
этом важно определить показатели стойкости — предельные
дозы излучения, при которых наиболее чувствительный
параметр микросхемы выходит за установленные нормы.
Известно, что радиационная стойкость микросхем определяется в
первую очередь деградацией параметров транзисторов. Было
установлено, что предельный поток облучения, при котором
нарушается режим работы транзистора, определяется
конструктивно-технологическими характеристиками его
изготовления, электрическим режимом работы, начальными
значениями параметров, характеристиками воздействующей
радиации. В общем случае показатель радиационной стойкости
микросхем Фгр определяется рядом факторов и может быть
представлен в виде
Фгр = /(в, I/, Л0, Е, Фп, Г),
где в — показатель, характеризующий
конструктивно-технологические особенности изготовления микросхемы; U —
показатель, характеризующий электрический режим работы
микросхемы; Ло—начальное значение параметра, определяющего
радиационную стойкость микросхемы; Е — энергия излу-
74

Таб лица 4Л
Данные по радиационной стойкости БИС
различного назначения [83, 84]
к
Я
°
а
X
н !

Биполярная
МОП
Тип логики
ТТЛ
И2Л
эсл
л-МОП
кмоп
кмоп/кнс
мноп
мноп/кнс
Дополнительные
данные j
ЗУПВ*), стойкие
ЗУПВ, коммерческие
БИС
ЗУПВ, стойкие
ЗУПВ, коммерческие
БИС
БИС
ЗУПВ, коммерческие
ЗУПВ, коммерческие
стат.
ЗУПВ, коммерческие
дин.
БИС, коммерческие
БИС, стойкие
ЗУПВ, стойкие
ЗУПВ, коммерческие
БИС, стойкие
БИС, коммерческие
ЗУПВ, стойкие
ЗУПВ, коммерческие
БИС, стойкие
БИС, коммерческие
ЗУПВ, стойкие
ЗУПВ, стойкие
Стойкость
к
нейтронному
облучению,
см-2
1 - 1014
1-1014
1-1014
1-1013
1-1012
(1...5)-101з
5-1014
6-1014
1-1013
1-1013
1-1015
1-1015
6-1014
6-1014
1-1015
1-1015
6-1014
6-1014
1-1015
1-1015
6-1014
1-1014
к
накопленной
дозе,
рад (Si)
107
106
1-106
1-105
МО4
(1...10).105
5-106
106
ЫОз
1-10-3
1-102
1-104
мое
1-104
5-104
1-103
1-106
1-104
1-106
ЫОз
3105
3-105
к
переходным
процессам,
рад (Si)/c
5-Ю8
1-108
5-107
1-108
1-108
(1...10)-109
2-107
2-108
1-108
1-107
3-106
3-106
1-109
1-108
3-107
3107
2-10Ю
2-ЮЮ
5-109
5-109
5-108
1-109
*) ЗУПВ—запоминающие устройства с произвольной выборкой.
чения; фп—плотность потока излучения; Т — температура,
при которой микросхема находится в процессе облучения.
Деградация параметров микросхем в результате
воздействия излучения может быть описана следующей
зависимостью:
Аф = А0 + АА = А0+№,
где Аф — значение параметра микросхемы после облучения;
АЛ — изменение параметра микросхемы в результате
воздействия облучения; Ф — флюенс воздействующей радиации;
К — коэффициент радиационных изменений параметра
микросхемы.
75

Полупроводниковые ИМС на биполярных транзисторах
по функциональному назначению могут быть цифровые и
аналоговые. Среди цифровых ИМС наиболее распространены
транзисторно-транзисторные логические микросхемы (ТТЛ)
и ИМС, изготовленные по эмиттерно-связанной логике (ЭСЛ).
В последнее время благодаря разработке технологии
изготовления приборов с барьером Шотки (диодов и
транзисторов Шотки) в качестве элементов ИМС появилась
возможность увеличить быстродействие цифровых микросхем при
сохранении той же потребляемой мощности (ТТЛШ). Кроме
того, при разработке цифровых биполярных БИС среднего
быстродействия в настоящее время используются
совмещенные транзисторные структуры с инжекционным питанием
типа И2Л [82]. Среди аналоговых ИМС наиболее
распространены операционные усилители. Поэтому большой
практический интерес представляет исследование радиационной
нестабильности микросхем ТТЛ, ТТЛШ, ЭСЛ и И2 Л типов,
являющихся базовыми при разработке радиоэлектронной
аппаратуры различного назначения, а также операционных
усилителей.
Работоспособность цифровых ИМС на биполярных
транзисторах определяется их функциональными параметрами
[68, 82]: нагрузочной способностью N, запасом
помехоустойчивости в состоянии логического «О» и логической «1»,
коэффициентом объединения по входу Коб, потребляемой
мощностью Р, средней задержкой распространения информации.
В результате образования радиационных дефектов и
возникновения ионизационных токов перечисленные выше
функциональные параметры микросхем претерпевают необратимые
и обратимые изменения. От степени деградации параметров
в этих условиях зависит работоспособность схем, т. е. их
радиационная стойкость.
В табл. 4.1 приведены общие сведения о радиационной
стойкости некоторых типов больших интегральных схем
(БИС), полученных по различной технологии.
§ 4.2. ВОЗДЕЙСТВИЕ РАДИАЦИИ
НА ИНТЕГРАЛЬНЫЕ МИКРОСХЕМЫ ТТЛ-
И ТТЛШ-ТИПА
Микросхемы ТТЛ-типа представляют собой в
настоящее время наиболее распространенные цифровые ИМС.
Разработано много серий ИМС ТТЛ-типа, каждая из которых
содержит многочисленные схемы вентильного типа, триггер-
ные и другие схемы. В состав серий могут входить схемы
средней степени интеграции (СИС) и большие интегральные
схемы (БИС) [82]. Микросхемы ТТЛ-типа изготавливаются
76

по планарно-эпитаксиальной технологии с межэлементной
изоляцией р—я-переходами. Для работы в условиях радиации
микросхемы могут изготавливаться с межэлементной
изоляцией с помощью диэлектрика (Si02). Базовый ТТЛ-вентиль,
на основе которого осуществляется схемотехническое
построение серии, представляет собой многовходовую
переключательную схему, электрическое (или логическое) состояние на
о Вых.
Рис. 4.1. Электрическая схема базового элемента серии интегральных
микросхем ТТЛ-типа
выходе которой определяется логической комбинацией
электрических состояний ее входов (рис. 4.1).
В результате воздействия проникающей радиации
наблюдается деградация параметров схемы (снижаются
коэффициенты усиления транзисторов), нарушается режим работы
схемы, и при больших дозах схема теряет свои основные
свойства переключения. При этом выходное напряжение «лог. О»
резко увеличивается. Остальные электрические параметры
схемы меняются в меньшей степени. Проанализируем
деградацию выходного напряжения С/£ых базового логического
элемента (рис. 4.2). При работе схемы в режиме насыщения
на все ее входы подан высокий уровень напряжения,
транзисторы Т2, Т4 открыты и выходное напряжение будет равно
напряжению коллектор — эмиттер насыщенного транзистора
Т4. Ток базы транзистора Т2 можно представить выражением
/бТ2 =
■ f/бкТГ — £^бэТ2 — £/бэТ4
^бэТ4
Ri Rs
Ток коллектора транзистора Т2 определяется как
/кТ2 =
• £/кэ.нТ2— £/бэТ4
77

Рис. 4.2. Эквивалентная схема базового элемента интегральной
микросхемы ТТЛ-типа для случая «лог. О» на входе
ПрИ /бТ2#Т2 ^
^кэ.нТ2 — £/бэТ4
#2
И /КТ2 = /бТ2^Т2 При
/бт2Вт2< Еп ~UK3f2 ибэ74 . Для транзистора Т4 имеем
R*
hli = /бТ2 + ^кТ2 —
^бэТ4
R*
/кТ4 =
£„-^/кэТ4_ при j6TiBTi>_EjL
ut
кэТ4
Ля
#н
/КТ4 = /бТ4^Т4 ПрИ /бТ4^Т4 ^ -
В приведенных выражениях приняты обозначения: £п —
напряжение питания; I/бкть ^бэтг, £Лю.нТ2, ^бэТ4, ^кэТ4 — падения
напряжений на р—я-переходах транзисторов Т1, Т2, Т4; 5Т2,
£т4 — коэффициенты усиления транзисторов Т2, Т4; i?b #2,
7?з — сопротивления в схеме; /?н — сопротивление нагрузки/
Для обеспечения на выходе схемы состояния «лог. О» нужно
р т т
чтобы выполнялось условие /бТ4^т4^— кэ,нТ4 .
При нарушении режима насыщения в результате воздействия
облучения реализуется условие /бТ4<бт4<^— кэ'нТ4 , и в
этом случае выходное напряжение можно представить как
^* = £п-/бт4£т4#н. (4.1)
78

Подставляя в выражение (4.1) из вышеприведенных формул
/бт4, получим
ивых = Еа — /?НБТ4
^бэТ4
f/бкТ! — ^бэТ2 — ^бэТ4
R,
вТ2 —
Е/бэТ4
#3
(4.2)
В этом выражении радиационно чувствительными являются
падения напряжений на переходах и в большей степени
коэффициенты усиления транзисторов Т2 и Т4. Анализ выражения
(4.2) с учетом необратимых радиационных изменений
параметров транзисторов показывает, что выходное напряжение
U
при воздействии радиации увеличивается в результате
нарушения режима насыщения транзисторов Т2 и Т4 и сни*
жения коэффициентов усиления.
Микросхемы ТТЛШ-типа являются разновидностью ИМС
ТТЛ-типа, в которых улучшены динамические параметры
путем введения диодов и транзисторов Шотки [79]. Поэтому
качественные изменения параметров схем ТТЛШ-типа при
воздействии радиации аналогичны ИМС ТТЛ-типа. На рис.
4.3, а представлен базовый элемент серии ИМС ТТЛШ-типа.
Радиационные изменения электрических параметров схемы и
в первую очередь £/°ых обусловлены радиационными
изменениями параметров транзисторов вследствие радиационных
дефектов в кристалле кремния. Деградация параметров
диода Шотки на работе схемы существенно не сказывается, так
как эти изменения имеют место при больших дозах облучения.
Выходное напряжение микросхемы определяется
выражением
9 О&щии
Рис. 4.3. Электрическая схема базового элемента интегральной
микросхемы ТТЛШ-типа (а) и ЭСЛ-типа (б)
79

f/вых = f/эбТб — Лфг 1П —^ /дШ/дШ + 4 (/вд + Гсс), (4.3)
'дШн
где Uq6ts — падение напряжения на р—я-переходе эмиттер—
база Т5; п — коэффициент неидеальности диода Шотки;
/дш —ток диода Шотки; /дшн — ток диода Шотки в режиме
насыщения транзистора; гдш —сопротивление диода Шотки;
>кк — последовательное сопротивление выходного транзистора
от внешнего коллекторного контакта до скрытого слоя; гсс —
сопротивление скрытого слоя выходного транзистора; /н —
ток нагрузки.
В режиме насыщения при 1б>1ц/В потенциал коллектора
транзистора уменьшается и диод Шотки транзистора Т5
открывается. При этом основная часть тока базы 1$ через диод
начинает поступать в коллектор транзистора, т. е. базовый
ток уменьшается: I'6 = h—/дш, а коллекторный ток
возрастает: /^=/к+/дш. Ток диода Шотки в транзисторе Т5
определяется из выражения
где /Вх=/б+/дш — входной ток транзистора Т5 в режиме
насыщения; В — коэффициент усиления транзистора Т5.
Анализ выражений (4.3) и (4.4) с учетом изменения
параметров элементов схемы при облучении показывает, что при
увеличении потока воздействующей радиации выходное
напряжение и°ъых увеличивается.
§ 4.3. РАДИАЦИОННЫЕ НАРУШЕНИЯ
В ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМАХ
ЭСЛ-ТИПА
Микросхемы, изготовленные по эмиттерно-
связанной логике, в настоящее время являются наиболее
быстродействующим классом ИМС, но при этом имеют большую
потребляемую мощность [68].
Постоянный эмиттерный ток базового элемента (рис.
4.3, б) распределяется между двумя эмиттерами эмиттерно-
связанных транзисторов в зависимости от того, какой из них
имеет большее напряжение на базе. Транзисторы работают
между активным режимом и отсечкой, в результате чего
схема не входит в режим насыщения, что увеличивает ее
быстродействие. Микросхемы ЭСЛ-типа изготавливаются, как
правило, по планарно-эпитаксиальной технологии с
межэлементной изоляцией р—п-переходами.
При воздействии непрерывных видов радиации изменяют-
80

ся электрические параметры базового элемента, причем
наиболее радиационно чувствителен входной ток / *х0. Остальные
параметры этой схемы изменяются в меньшей степени.
Входной ток /*х схемы является базовым током входного
транзистора (рис. 4.3, б).
Ранее было показано, что при воздействии радиации
базовый ток транзистора увеличивается вследствие изменения
времени жизни неосновных носителей заряда за счет
появления радиационных дефектов в объеме и на поверхности
транзисторной структуры, что приводит к возрастанию рекомбина-
ционных составляющих тока базы, уменьшению коэффициента
передачи тока транзистора. В результате снижается
входное сопротивление микросхемы. Таким образом,
радиационное поведение базового элемента серии микросхем ЭСЛ-типа
определяется увеличением входного тока llx> являющегося
током базы входного транзистора микросхем.
§ 4.4. ХАРАКТЕРИСТИКИ ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ И2Л-ТИПА
ПРИ ИХ ОБЛУЧЕНИИ
Поиск новых путей создания биполярных БИС
привел в 1971 г. к созданию совершенно нового направления
в схемотехнике и технологии биполярных ИМС —
интегральной инжекционной логики (И2Л) [85—88]. Схемы И2Л-типа
характеризуются высокой степенью интеграции, высокими
электрическими параметрами, способностью нормально
функционировать при изменении потребляемой мощности в весьма
широких пределах (до нескольких порядков). Эти схемы
могут быть использованы при создании арифметических
устройств памяти и ряда других. Кроме того, изготовление ИМС
И2 Л не требует внесения коренных изменений в отработанную
технологию биполярных ИМС (табл. 4.2).
Для построения ИМС И2Л используется базовая
структура (рис. 4.4), представляющая собой физически
объединенные (совмещенные) горизонтальный р—п—р(Ти)- и
вертикальный п—р—п (Т) -транзисторы. Эмиттерная область р—
п—р-транзистора, называемая инжектором, подключается к
положительному источнику питания. Общая область я-типа
служит базой р—п—р-транзистора и эмиттером п—р—/г-тран-
зистора. Коллектор р—п—р- и база п—р—я-транзистора
также представляют собой единую область полупроводника р-ти-
па. От одного инжектора может питаться несколько схем, т. е.
горизонтальный р—п—р-транзистор Ти может быть
многоколлекторным. Вертикальный п—р—/г-транзистор обычно
имеет несколько коллекторов, которые являются логическими
выходами элемента.
81

Таблица 4.2
Основные параметры логических элементов И2Л-типа
Параметр
Средняя потребляемая мощность Рср.потр» мВт
Среднее время задержки распространения сигнала
'ср.зад» нс
Средняя работа переключения ЛсР, нДж
Статическая помехоустойчивость (Уц.ст, В
Коэффициент объединения по входу Я"0б
Коэффициент разветвления по выходу #раз
Значение
0,01...0,10
10...100
0,2...2,0
0,02...0,05
1-
3...5
Требования к усилительным свойствам этого транзистора
минимальные. Обычно схема функционирует, если
коэффициент передачи базового тока В% ^1, что выполняется даже
в микрорежиме, при токах 5... 10 мкА [88]. Наличие общей
я-области как для п—р—п-, так и для р—п—р-транзисторов
не требует их изоляции, что существенно уменьшает
геометрические размеры отдельных элементов. Однако для
предотвращения перекрестных наводок между соседними
транзисторами используются защитные кольца я+-типа, показанные на
рис. 4.4, а. Для создания полупроводниковых структур БИС
И2Л может быть использована обычная эпитаксиально-пла-
нарная технология. Более сложные и совершенные
технологические методы создания биполярных структур (изопланар-
ный процесс, ионное легирование) позволяют значительно
уменьшить площадь транзисторов, повысить их коэффициент
усиления, увеличить быстродействие. Дальнейшее
совершенствование структур с инжекционным питанием идет по
нескольким направлениям [87]: применение диодов Шотки,
создание структур с низкоомным эмиттером и ограничение
размеров активной (инжектирующей) части эмиттерного
перехода до размеров коллектора, применение металлического
коллектора.
Воздействие проникающей радиации приводит к
изменению практически всех основных параметров логических
элементов И2Л-типа, представленных в табл. 4.2. При облучении
проникающей радиацией наблюдается увеличение средней
потребляемой мощности, растет среднее время задержки
распространения сигнала, падает уровень логической единицы и
растет уровень логического нуля, уменьшается коэффициент
разветвления по выходу. Типовые значения некоторых
основных параметров ИМС И2Л до и после облучения приведены
в табл. 4.3.
Основной причиной указанных изменений параметров
ИМС И2Л является деградация усилительных свойств верти-
82

кального п—р—/г-транзистора и снижение эффективности
инжектора как источника тока. На рис. 4.5 представлены
зависимости коэффициентов передачи тока В% транзистора Т
и apN транзистора Ти инжекционной структуры от флюенса
нейтронов и дозы гамма-излучения 60Со. Как следует из
рисунка, степень и скорость деградации параметров, как и для
обычных транзисторов, зависят от рабочего тока: с его
уменьшением чувствительность параметров биполярных
транзисторов И2Л структуры возрастает. Наблюдаемая деградация
а$ и В* в результате облучения гамма-квантами и
нейтронами обусловлена снижением времени жизни неосновных
носителей в различных областях структуры %г и увеличением
скорости поверхностной рекомбинации S на границе раздела
диэлектрик — полупроводник, что вызывает рост базовых
токов п—р—п- и р—п—р-транзисторов.
Рассмотрим радиационное изменение составляющих
базового тока п—р—м- и р—п—р-транзисторов структуры с ин-
жекционным питанием.
Коэффициент усиления п—р—n-транзистора с учетом
протекающих токов можно записать так:
въ=/„//б=mi™s+nfv+hP+
, rpeKS , трекУ , f , 7рек1\
~Г *э.рп ~г *э.рп "Т 'б.конт "Т 'ба )>
а и //см б м т пз
и Рис. 4.4. Структура (а) и электри-
I —L. ческая схема (б) базового логи-
к и ческого элемента серии
интегральных микросхем И2 Л-типа
83

Таблица 4.3
Значения параметров ИМС И2Л до и после облучения
нейтронами и гамма-квантами 60Са
Параметр
РсР, нДж
Драз
Нейтронное облучение
Фп=°
0,13
6
Фп=5,3.10"см-2
2,4
1
Облучение гамма-квантами
Dy=0
0,23
6
£у=2,Ы'0в рад
0,35
2
где /к — ток коллектора; /eSnKS — ток рекомбинации в пассивной
базе под окислом; /§пкУ — ток рекомбинации в объеме пассивной
базы; /бр — дырочный ток, инжектируемый из базы в эпитакси-
альйый слой я-типа проводимости; Ile%% — ток рекомбинации в
области ОПЗ эмиттерного перехода у поверхности; 1^ерп —ток
рекомбинации в объеме эмиттерного перехода; /б.юшт — ток
рекомбинации на базовом контакте; /б!кУ — ток рекомбинации в
активной области базы.
При воздействии гамма-квантов основной вклад в изменение
1б вносит деградация поверхностных составляющих базового то-
яа /e$nKS и Ilepn, выражения для которых имеют вид
грек5 ЦЩ «->бп
'бп —
2ЛГ|б
^к ^копт) D _г1вб_
фг
rpeKS
*э.рп '■
дПгБб.опзРэ^ ^ U,
ехр
эб
2Фг '
где щ — собственная концентрация носителей; Лэ, Лк, Аюнт —
площади эмиттера, коллектора, базового контакта; S6w Яб.опз—
скорости поверхностной рекомбинации в пассивной базе и у
поверхности ОПЗ; Рэ — периметр эмиттера; 1ДФ — эффективная
длина диффузии электронов в области ОПЗ эмиттерного
перехода у поверхности; фг --= kT/q — температурный потенциал.
Радиационное изменение этих составляющих обусловлено
ростом скоростей поверхностной рекомбинации Squ и Яб.опз-
Снижения радиационного изменения IlnKS и /беопз можно добиться
путем увеличения поверхностной концентрации акцепторной
примеси в базе и уменьшения длины периметра эмиттера.
При облучении нейтронами деградация В%, как показал
анализ, проведенный в работах [89, 90], происходит вследствие
увеличения рекомбинации в эпитаксиальном слое эмиттера,
активной области базы и объеме эмиттерного перехода. При этом
84

основной вклад в деградацию В& вносит рост составляющих
тока базы /бр, /§aKV, Ilepn.
Для этих составляющих можно записать
*бр '•
qn2t Wd Uх
- -ехр—
ND3%V
Л2
,рекУ_ qrij W6Ak
i6a — о\т ~ елР
и»
грекУ
1ъ.рп —
2МАбГп
дпгА9(1рп
4тг
ехр
рп
фг
2фГ
(4.5)
(4.6)
(4.7)
где dpn — ширина эмиттерного перехода; NDb — концентрация
примеси в эпитаксиальном слое; W9 — толщина эпитаксиаль-
ного слоя эмиттера; Na6—концентрация акцепторной
примеси в базе; Аэ, Ак — площади эмиттера и коллектора.
Радиационно зависимыми параметрами в выражениях
(4.5) — (4.7) являются время жизни дырок %р в
эпитаксиальном слое эмиттера толщиной WB, электронов %п в активной
базе и неосновных носителей хрп в области ОПЗ эмиттерного
перехода. Радиационное изменение т* в различных областях
/7-/7-/7
/Z75 fif,pai
/05Df.pad(Sl)
Рис. 4.5. Зависимость В^ и apN вертикального п—р—п- и горизонтального
р—п—р-транзисторов от облучения: а, б — нейтронами; в, г —
гамма-квантами б0Со; / — 102, 2— 10, 3— 1, 4— 10"1 мкА
85

структуры по аналогии с выражением (2.1) можно
представить в виде
—=—+*м>,
где тог — время жизни неосновных носителей до облучения;
К] — коэффициент радиационного изменения времени жизни
неосновных носителей заряда.
Для уменьшения радиационного изменения объемных
составляющих базового тока необходимо уменьшать толщину
эпитаксиального слоя эмиттера WQ, увеличивать степень
легирования эмиттера А/Ъэ (снижать удельное сопротивление эпи-
таксиальной пленки ip3n). Следует заметить, что на
уменьшение 'рэп накладывается ограничение, обусловленное
необходимостью обеспечения заданного значения коэффициента
передачи тока р—п—р-транзистора а$. Значение удельного
сопротивления, позволяющего получить приемлемую величину
a fc лежит в пределах 0;3...0,5 Ом-см [87].
Существенное влияние на уменьшение рекомбинационных
процессов в активной базе п—р—я-транзисторов оказывает
уменьшение толщины базы W§. Снижение в ней тормозящего
поля, существование которого является характерной
особенностью п—р—я-транзисторов И2Л-структур, может
значительно повысить коэффициент переноса носителей,
инжектированных эмиттером. Мы рассмотрели случай, когда в п—
р—^-транзисторе имеется один коллектор. С ростом числа
коллекторов п коэффициент усиления уменьшается
пропорционально п.
Перейдем к анализу причин радиационной деградации
коэффициента передачи тока инжектора aft. Учитывая токи,
протекающие в р—п—р-транзисторе, и то, что полезный
эффект создает поток дырок, инжектированных в область
инжектор—база, коэффициент передачи тока
р—п—р-транзистора можно записать в виде
a#= /g = 1Ж + ИГ s+ ИГ v+ Я&+
iк + /иб
. грек V I грек 5 , грек V_, грек , трек V \
*~Г iи.ОПЗ "1~ in ~г in ~г in.KOHT "~Г *и.эпит/>
где /к — ток собирания дырок эмиттерным переходом; /£бК —
ток поверхностной рекомбинации в пространстве инжектор—база;
1иТУ — ток объемной рекомбинации в пространстве инжектор —
база; /иеопз—ток поверхностной рекомбинации в ОПЗ
инжекторного перехода; /2?опз—ток объемной рекомбинации в ОПЗ
инжекторного перехода; /вб — ток инжектор — база; /£ек —ток
86

поверхностной рекомбинации под окислом в инжекторе; 1%екУ—
ток объемной рекомбинации в инжекторе; /Ежонт — ток
рекомбинации на контакте инжектора; /£е*ПиТ— ток объемной
рекомбинации дырок в эпитаксиальном слое под инжектором.
Анализ величины этих токов, проведенный в работах [89,
90], показал, что наибольший вклад в деградацию
коэффициента передачи тока инжектора вносят поверхностная и
объемная составляющие тока рекомбинации в пространстве
инжектор—база, ток рекомбинации в объеме и на поверхности
инжекторного перехода.
При облучении гамма-квантами радиационные изменения apN
в основном обусловлены ростом составляющих /$5kS, /иеопз,
выражения для которых имеют вид
грек 6
/и.опз — 1 ехр
2V
где /иб — расстояние между инжекторОхМ и базой; /и — длина
инжектора в направлении, перпендикулярном плоскости рисунка;
Sh6 — скорость поверхностной рекомбинации в пространстве
инжектор— база; SH.on3—скорость поверхностной рекомбинации
в ОПЗ инжекторного перехода; Рк — периметр инжектора;
Ьэрф — эффективная длина дырок в ОПЗ инжекторного перехода
у поверхности.
Влияние поверхностной рекомбинации можно уменьшить,
если создать между инжектором и базой вблизи поверхности
тонкий сильнолегированный р+-слой, создающий тормозящее
поле для дырок, которое препятствует подходу дырок к
поверхности. Такой слой можно создать с помощью технологии
ионного легирования. Радиационные дефекты в объеме
полупроводникового кристалла приводят к росту объемных
составляющих базового тока транзисторной р—п—р-структуры
с инжекционным питанием. Наиболее значительные
изменения, которые обусловлены уменьшением времени жизни
дырок в пространстве инжектор—база, претерпевает
составляющая /£бкУ» , Запишем
грек7_ QUI Уиб^эпит _Yn ^иб . ях
/иб - 2трлгэпит ехр фг • (4-Ь)
Учитывая, что хр = L2P/DP, выражение (4.8) можно
представить в виде
леку __ 9/гг?Уиб^эпитОр ^иб
•»иб о ехр .
9L2M Фт
87

При достижении Lp величины, сравнимой с /Иб, большая:
часть инжектированных дырок рекомбинирует в
пространстве инжектор—база и не достигает эмиттерного перехода п—
р—/г-транзистора. Поэтому для стабилизации коэффициента
передачи а^ при облучении необходимо уменьшать
расстояние /Иб. Определенный вклад в деградацию apN вносит рост
при облучении составляющих /риеопз и ^ иеэпит- * Причины
изменения /£еопз такие же> как и Для ^эопз » которые были
рассмотрены выше. Для уменьшения /£еЭпиТ необходимо
уменьшать ширину инжектора и толщину высокоомного
эмиттера, т. е. использовать те же методы, которые мы
рассмотрели при анализе радиационной деградации 1ЦкУ.
Воздействие импульсного ионизирующего излучения на
ИМС И2Л-типа приводит к сбоям их работы, потере
записанной информации. Как показали результаты
экспериментальных исследований [89], переход i^S-тригг.ера на структурах
с инжекционным питанием из логического состояния «О» в
состояние логической «1» происходит при мощности дозы
облучения Pv—2-108...6-109 рад/с (длительность импульса /и=
= 30 не).
§ 45. ИЗМЕНЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ
АНАЛОГОВЫХ ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
ПОД ДЕЙСТВИЕМ РАДИАЦИИ
В радиоэлектронной аппаратуре широко
применяется большой класс аналоговых ИМС, которые
используются для усиления, преобразования и обработки сигналов,
изменяющихся по закону непрерывной функции [82]. Основу
аналоговых ИМС составляют простейшие усилительные
ячейки — каскады, на основе которых проектируются
многокаскадные усилители различного назначения, повторители
напряжения и ряд других схем. Аналоговым микросхемам в
интегральном исполнении присущ ряд особенностей. В
частности, разработчики в первую очередь пытаются
спроектировать универсальные и многофункциональные схемы, так как
схемы узкого назначения имеют ограниченный спрос. Это
отражается на экономических показателях производства
аналоговых интегральных микросхем. Для аналоговых
микросхем характерно также широкое использование обратных
связей с целью реализации функций: выполнения различных
математических операций, коррекции характеристик,
избирательного усиления и других операций. Кроме того, в
аналоговых микросхемах часто применяются каскады с непосред-
88

ственными связями без использования конденсаторов в
блокирующих и разделительных цепях, что позволяет избежать
ухудшения некоторых характеристик каскадов и усложнения
технологии производства микросхем. Среди аналоговых
интегральных микросхем наиболее универсальными и
многофункциональными являются операционные усилители (ОУ),
т. е. линейные преобразователи, при помощи которых можно
реализовать математические операции — суммирование,
вычитание, логарифмирование, интегрирование и др. Следует
отметить, что в интегральном исполнении ОУ —
высококачественные усилители, причем они могут использоваться не
только для выполнения математических операций, но и для
усиления, преобразования, обработки, детектирования и
формирования сигналов [82, 91].
В связи с тем что аналоговые интегральные схемы в
составе аппаратуры могут оказаться в полях воздействия
радиации, важным параметром для них является уровень
радиационной стойкости. Литературные данные показывают,
что линейные ИМС более чувствительны к воздействию
радиации, чем цифровые микросхемы [92, 93]. Уровень
радиационной стойкости линейных микросхем достигает флюенса
нейтронов 1013 см-2 и дозы непрерывного гамма-излучения
5-104...105 рад (Si) {94]. В линейных микросхемах
транзисторы работают в активном режиме и имеют большую
чувствительность к воздействию радиации по сравнению с
цифровыми микросхемами, транзисторы которых работают в режиме
переключения.
В настоящее время разработано много разновидностей
ОУ. Для них характерно наличие большого числа п—р—п- и
р—п—р-структур (рис. 4.6). Взаимное влияние этих
структур приводит к возникновению паразитных эффектов,
микромощный режим работы входных каскадов приводит к
повышению их радиационной чувствительности. ОУ
характеризуются большим количеством электрических параметров, среди
которых наиболее чувствительны к воздействию непрерывных
видов радиации .коэффициент усиления Ки и входной ток /вх.
Изменение этих параметров под влиянием флюенса
нейтронов приведено на рис. 4.7. Помимо уменьшения Ки и роста
/вх увеличиваются нелинейные свойства ОУ, что вызывается
изменением электрических режимов каскадов по
постоянному току и уменьшением глубины отрицательной обратной
связи. В результате воздействия облучения возрастает
уровень собственных шумов усилителей, определяющий
минимальный входной сигнал усилителя. При оценке шумов
следует учитывать изменение шумов элементов усилителей [93].
Изменения других параметров интегральных ОУ при
радиационном воздействии, в частности напряжения смещения нуля
89

и разности входных токов, наблюдаются в меньшей степени.
Для одного из типов усилителей — быстродействующих ОУ —
характерна низкая каскадность, обеспеченная
использованием горизонтальных транзисторов р—п—р-типа. При этом
достигается устойчивость ОУ с глубокими отрицательными
обратными связями за счет внутренней емкостной коррекции с
малой величиной емкости. Для обеспечения быстродействия
высокой скорости нарастания выходного сигнала выбирается
ftoppe/гция 1
о*£
Коррепци$2
Рис. 4.6. Принципиальная схема операционного усилителя типа МА 709
оптимальная величина тока /0~1 мА, задающего режим
работы входного каскада. Указанные выше особенности
быстродействующих ОУ приводят в конечном счете к их высокой
радиационной чувствительности, так как
параметры-критерии радиационной стойкости — входной ток /Вх и
коэффициент усиления дифференциального сигнала Киу— сильно
зависят от коэффициентов передачи тока биполярных
транзисторов. Из изложенного выше следует, что для ОУ с высоким
быстродействием и высоким качеством по статическим
параметрам требования к повышению их радиационной стойкости
противоречивы.
Воздействие импульсного гамма-излучения, приводящее
к появлению электронно-дырочных пар в полупроводнике,
вызывает обратимые ионизационные эффекты в линейных
микросхемах. При этом переходные ионизационные процессы
определяются в основном вторичными ионизационными
эффектами. Линейные схемы имеют уровень бессбойной работы
при PY~106 рад (Si)/с и восстанавливают свою
работоспособность после воздействия на них импульса гамма-излучения
доР7~5.1010рад (Si)/с [94].
В связи с тем что к аппаратуре, в которой применяются
ИМС, требования по радиационной стойкости повышаются,
90

возникает проблема повышения радиационной стойкости и
линейных микросхем. Чтобы ее решить, применяются
малочувствительные к воздействию радиации полупроводниковые
материалы, снижается радиационная чувствительность
элементов ИМС, в первую очередь транзисторов, применяются
конструктивные и схемотехнические решения,
обеспечивающие определенный уровень радиационной стойкости.
С целью повышения радиационной стойкости аналоговых
микросхем к импульсному гамма-излучению необходимо сни-
0,8
DA
/о3
102
Рис. 4.7. Зависимость относительной величины коэффициента парафазного
усиления (а) и входного тока смещения (б) операционных усилителей МА
709 (7) и МА 744 (2) от флюенса нейтронов
зить до минимальных пределов величины наведенных
фототоков, для чего используется диэлектрическая межэлементная
изоляция, уменьшаются геометрические размеры элементов
ИМС, вводятся в схему обратносмещенные диоды для
компенсации фототоков, применяются напыленные резисторы.
Для снижения чувствительности операционных
усилителей к нейтронному и гамма-непрерывному излучениям
следует использовать составные р—п—р (горизонтальные) и п—
р—п (вертикальные) транзисторы в промежуточных и
выходном каскадах ОУ. Оптимизация технологии эмиттера
(уменьшение размеров входных транзисторов, замена легирующей
примеси эмиттера Р на As, пассивация поверхности Si3N4)
позволит повысить радиационную стойкость ОУ.
Таким образом, для снижения радиационной
чувствительности интегральных аналоговых микросхем и, в частности,
усилителей необходимо совершенствовать технологический
процесс с использованием, новых материалов, а также
разрабатывать новые схемотехнические построения [92]. При
9том наиболее важна оптимизация активных интегральных
структур микросхем с целью снижения их радиационной
чувствительности и в первую очередь эмиттерных областей и об-
^
91

ластей эмиттерных переходов. Перспективными
технологическими методами создания радиационно стойких интегральных
усилителей являются ионное легирование, совмещенная
технология, использование диэлектрических подложек,
пассивация поверхности полупроводникового кристалла с учетом
радиационных эффектов (например, Si3N4). Кроме того,
применение во входных каскадах ОУ полевых транзисторов с р—
л-переходом, а также разработка специальных усилителей на
полевых транзисторах позволяют снизить входные токи и
улучшить шумовые характеристики усилителей, что приведет
к снижению их радиационной чувствительности.
В настоящее время освоен выпуск аналоговых микросхем
с повышенной радиационной стойкостью. Так, операционный
усилитель МА744 сохраняет работоспособность при флюен-
сах нейтронов Фп~1014 см-2 и мощности дозы импульсного
гамма-излучения Pv~5-106 рад/с и восстанавливает свою
работоспособность после воздействия Pv~5»1010 рад/с [95].
Для достижения этих показателей при создании ОУ
использованы диэлектрическая межэлементная изоляция двуокисью
кремния, напыленные тонкопленочные резисторы, пассивация
поверхности кристалла нитридом кремния, а также
схемотехническая доработка — дополнительный компенсирующий
диод.
§ 4.6. ВЛИЯНИЕ ИОНИЗИРУЮЩИХ
ИЗЛУЧЕНИЙ НА МИКРОСХЕМЫ
НА ОСНОВЕ АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ
В связи с необходимостью создания более
совершенных электронных систем продолжаются поиски
элементной базы для них, причем выдвигаются повышенные
требования по быстродействию и потребляемой мощности. Среди
различных классов разработанных ИМС наиболее
перспективны в этом отношении микросхемы на основе GaAs.
Приборы, разработанные на его основе, обладают значительно
более высоким быстродействием, чем приборы, изготовленные
на традиционном для микроэлектроники материале —
кремнии, могут работать при больших температурах. Однако
технология создания приборов на основе GaAs еще
недостаточно отработана и требует значительных экономических затрат.
Арсенид галлия относится к числу наиболее перспективных
материалов полупроводниковой техники и квантовой
электроники. На его основе изготавливается ряд
полупроводниковых приборов: лазерные и туннельные диоды, СВЧ-приборы,
транзисторы, микросхемы, но практическое применение этого
. материала ограничивается трудностями получения кристаллов
с заданными свойствами. Наличие двух подрешеток обуслов-
92

Таблица 4.4
Основные физические свойства кремния и арсенида галлия [96]
Основные физические свойства материала при
7=300 к
Подвижность электронов, см2/В-с
Подвижность дырок, см2/В-с
Максимальная рабочая температура, К
Время жизни неосновных носителей, с
Ширина запрещенной зоны, эВ
Электрическая прочность, В/см
Si
1200
500
573
2,5-Ю-з
1,12
3-105
GaAs
50G0
400
723
2-10-8
1,43
4-105
ливает возможность образования большого числа различных
структурных повреждений в GaAs.
Физические параметры GaAs таковы, что на нем трудно
вырастить стабильный собственный окисел, его нельзя
легировать путем диффузии так просто, как при изготовлении
кремниевых приборов. В отличие от Si, который можно
обрабатывать при высоких температурах, не опасаясь
молекулярной нестойкости, GaAs, представляющий собой химическое
соединение, становится при высоких температурах нестойким.
а
\&% А-МОП
ЪЩ НМОП
&&Я Рад-стойпие К ПОП
ЪУ&УЛ топ/пне
р^^а И2Л
^уу^ууа /tof.GaAs
/0* W5 W6 'W7 108П/,рад
д'
\//Z\ Пром. П- МОП
\уууул Пром. объемные КМПП
fc^a и2/7
\уул% кмоп/кне
!___ i i i i i i i 1 1 1
Ю5 fO5 W7 10я Ю11 Р#, рад/с
Рис. 4.8. Диаграмма стойкости интегральных микросхем на основе GaAs
и на МОП-транзисторах на основе Si к воздействию непрерывного (а) и
импульсного (б) гамма-излучения. Штриховкой показана перспективная
стойкость (л-МОП—м-канальные МОП-транзисторы, КМОП —
комплементарные, КНС — транзисторы на основе кремния на сапфире)
93

Это вызывает трудности при проведении операций отжига.
Одно из решений этой проблемы — покрытие поверхности
GaAs слоем диэлектрического материала; другое —
выполнение отжига в атмосфере мышьяка с равновесным давлением
его паров, равным давлению на поверхности подложки. Есть
третий путь — использование для отжига коротких лазерных
импульсов, позволяющих избежать химического разложения
материала.
В настоящее время технология изготовления ИМС на
основе GaAs достигла определенного уровня, что позволяет
реализовать преимущества этого материала над кремнием для
определенного класса приборов. Электрофизические свойства
GaAs (табл. 4.4), дополненные возможностью создания
сложных логических ИМС непосредственно в полуизолирующей
подложке, позволяют существенно повысить быстродействие
схем при малой потребляемой мощности [97].
В настоящее время осуществляется разработка трех видов
ИМС на основе GaAs: цифровых микросхем, малошумящих
аналоговых ИМС, аналоговых ИМС высокой мощности [97]'.
В результате воздействия радиации на GaAs в нем, как и в
кремнии, происходят структурные нарушения — образуются
радиационные дефекты, обусловливающие появление в
запрещенной зоне мелких и глубоких акцепторных и донорных
энергетических уровней. Кроме того, при облучении GaAs
нейтронами, протонами или высокоэнергетичными электронами
может иметь место образование скоплений дефектов,
представляющих собой металлические фазы с удельным
сопротивлением около 10~4 Ом-см. В связи с этим при облучении
будут изменяться параметры приборов на основе GaAs и, в
частности, микросхем. Ограниченные данные [97]' показывают,
что схемы на основе GaAs имеют более высокую
радиационную стойкость по сравнению со схемами на основе кремния
(рис. 4.8).
§ 4.7. ВОЗДЕЙСТВИЕ ИМПУЛЬСНОГО
ИОНИЗИРУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ
НА МИКРОСХЕМЫ
В результате воздействия импульсного
ионизирующего излучения в полупроводниковом материале
микросхемы генерируются электронно-дырочные пары, которые
разделяются электрическим полем р—n-переходов, приводя к
появлению ионизационных токов, амплитуда и длительность
которых зависят от мощности дозы и длительности
воздействующего импульса излучения. Следствием возникновения
фототоков могут быть сбои в работе микросхемы или ее отказ при
больших уровнях наведенных токов из-за выгорания метал-
94

лизации. Пороговая мощность дозы излучения (мощность
дозы, при которой наступает временная потеря
работоспособности микросхемы) определяется изменением логического
уровня и связана с конструктивно-технологическими и
схемотехническими особенностями схемы.
Воздействие импульсного излучения на логические
элементы и триггеры приводит к тому, что схема может переходить
из одного логического состояния в другое. В логических
микросхемах изолирующие р—я-переходы с подложкой могут
образовывать паразитные четырехслойные структуры
р—п—р—Tirana. При воздействии импульса радиации имеет место
«защелкивание» такой структуры [98]. Аналогичные эффекты
могут наблюдаться и в схемах ТТЛШ-типа. В последнее время
в технологии ТТЛ ИМС используется низкоомная подложка,,
что снижает вероятность возникновения таких эффектов [99]'.
Для микросхем ТТЛ-типа, изготовленных с межэлементной
изоляцией р—«-переходом, пороговая мощность дозы
составляет 107...108 рад (Si)/c i[100]. Использование
диэлектрической межэлементной изоляции в схемах позволяет снизить
ионизационные токи в р—я-переходах приблизительно на
порядок, и пороговая мощность дозы излучения для логических
элементов повышается до 109...1010 рад (Si)/с [101, 102].
Воздействие импульсной радиации на микросхемы И2Л-ти-
па может привести к отпиранию логического элемента,
находящегося в закрытом состоянии, падением напряжения,
создаваемым ионизационным током закрытого перехода эмиттер —
база на распределенном сопротивлении базы вертикального
п—р—я-транзистора [103, 104]. При этом стойкость
определяется структурой схемы и составляет 109...1010 рад (Si) /с.
Вместе с тем в структуре И2Л при импульсном облучении
может наблюдаться «замирание» первоначально насыщенного
элемента в связи с увеличением тока в цепях нагрузки и
уменьшением коэффициента передачи тока базы
вертикального п—р—/г-транзистора при больших ионизационных токах
[89, 90, 103]. Этот эффект зависит от конкретного
схемотехнического и конструктивно-технологического исполнения схемы.
Ионизационные эффекты в линейных интегральных
микросхемах определяются главным образом вторичными
ионизационными токами. В транзисторах интегральных микросхем
величина первичного ионизационного тока коллектора lvv в
несколько раз больше тока эмиттера Up, что определяется
большей площадью коллектора. Вторичный ионизационный
ток isp, протекающий в коллекторной цепи, превышает ivv.
Обусловлено это усилительными свойствами транзистора
(isp^(l + B)iPp). При определенных мощностях дозы ток iSp
может вызвать насыщение коллекторного р—я-перехода
транзистора и сбои в работе аппаратуры [104].
95

Ионизационные токи могут вызвать не только помехи и
сбои, но и необратимые повреждения ИМС вследствие
выделения избыточного джоулевого тепла в металлизации.
Надежность металлизации обеспечивается, если плотность тока не
превышает ~105 А/см2 [3]. Предельная мощность дозы гамма-
квантов, при которой наступает разрушение металлизации,
Ру>4-10и рад/с.
Анализ переходных процессов в конкретных ИМС при
воздействии на них импульсной проникающей радиации довольно
сложен и требует разработки специальных моделей процессов,
происходящих во всех элементах ИМС, а также составления
программ для проведения машинных расчетов, которые
должны согласовываться с экспериментами.

Глава 5
ВЛИЯНИЕ ОБЛУЧЕНИЯ
НА МДП-ТРАНЗИСТОРЫ
КАК ЭЛЕМЕНТЫ ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ
Транзисторы со структурой металл —
диэлектрик — полупроводник (МДП) обладают рядом специфических
свойств: высоким входным сопротивлением, экономичностью,
температурной стабильностью параметров, простотой
технологии. Это способствует их широкому применению в качестве
основных элементов ИМС. Поэтому исследование влияния
радиации на МДП-транзисторы необходимо для выяснения
процессов, происходящих в МДП ИМС в условиях облучения.
В этой главе будут рассмотрены радиационные эффекты в
простейших МДП-структурах, а также соответствующие
изменения электрических параметров МДП-транзисторов.
§ 5.1. ОБРАЗОВАНИЕ ЦЕНТРОВ ЗАХВАТА
В МДП-СТРУКТУРАХ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ
НА НИХ РАДИАЦИИ
Решение различных научных и практических
задач способствовало появлению в последние годы
значительного количества работ, например [105—ПО], которые дают
определенное представление о физических явлениях,
протекающих в МДП-приборах вследствие действия на них
проникающей радиации.
Воздействие радиации на МДП-структуры приводит к
заметному изменению их электрических характеристик, что в
основном обусловлено образованием центров захвата и
накоплением пространственного заряда в подзатворном диэлектрике,
возрастанием плотности быстрых поверхностных состояний
(БПС) на границе раздела диэлектрик — полупроводник, а
также уменьшением подвижности носителей заряда в
приповерхностной области полупроводника.
В настоящее время основное практическое применение в
ИМС находят структуры металл — окисел — полупроводник
(МОП), в которых в качестве диэлектрика используется
двуокись кремния (ЭЮг), а полупроводником служит кремний,
т. е. структуры металл — SiCb—Si.
Природа центров захвата в диэлектрике, а также быстрых
97

поверхностных состояний, ответственных за образование
заряда в диэлектрике и изменение характеристик МДП-структур
при облучении, рассматривалась в ряде работ [106, 107, 111—
122]'.
При изучении радиационных эффектов в МДП-структур ах
следует учитывать ряд специфических факторов [109]: 1)
ослабление связи на поверхности стимулирует ускоренную
диффузию вдоль границы раздела, накопление на ней дефектов,
облегчение первичного де-
фектообразования; 2)
накопление электрически
активных заряженных центров
приводит к появлению
весьма сильных
сконцентрированных электрических по-
Рис. 5.1. Схематическое
изображение поверхностных радиационных
эффектов: 1 — свободный
электрон, 2 — вакансия (V06 — в
объеме, Vn — на поверхности), 3 —
междоузельный дефект, 4 —
поверхностный дефект (искаженная
связь Si—О, кластер вакансий),
5 — встроенный заряд в окисле;
Ez, Pz — электрическое и
механическое напряжения;
£y<p,e,ff^поток УФ-лучей, электронов, ионов,
Y-лучей
лей, которые в свою очередь влияют на процессы дефектооб-
разования; 3) наличие поверхностного натяжения
обусловливает существование довольно сильных механических полей,
облегчающих перераспределение примесей и дефектов в
примыкающих к границе областях. В общем случае важен учет
радиационных эффектов, протекающих как в диэлектрическом
слое, так и в примыкающей области полупроводниковой
подложки (рис. 5.1). При воздействии радиации в МДП-структу-
рах может происходить: 1) образование первичного
элементарного дефекта (пары Френкеля) вследствие ударного
столкновения электрон — атом, ион — атом и др.; 2) вторичное
дефектообразование посредством реакций между
элементарными дефектами; 3) процесс дефектообразования при допо-
роговой энергии облучения вследствие протекания реакций
фотохимического (электро-фотохимического) типа.
Модель Гвина [111] объясняет образование центров
захвата в пленке Si02 и их зарядку при облучении. В результате
е' О* Ш] П* 05
98

процессов термического выращивания, несоответствия
структур Si02 и Si на границе раздела или наличия примесей в
окисле имеется множество областей с деформированными
(напряженными) связями Si—О. В процессе облучения электроны
уходят с атомных связей, что позволяет атомам сдвинуться
на новое равновесное положение, в результате чего
образуется устойчивый центр захвата. Локализация связи на атоме
кислорода приводит к образованию донорного уровня,
содержащего захваченную дырку, а локализованная связь кремния
соответствует нейтральному акцепторному уровню. Электроны,
генерированные облучением, свободны и могут дрейфовать или
диффундировать из окисного слоя, а также рекомбинировать
с дырками, захваченными на разрушенных кислородных
связях. Число деформированных связей в необлученном окисле
зависит от процессов роста и от температурной обработки
окисла. Присутствие групп ОН-4 уменьшает «радиационный»
заряд вследствие снижения количества деформированных
связей введением немостиковых гидроксильных групп, которые
связываются с атомами кремния.
В основе модели Ревеша [107, 112] лежит анализ природы
связи Si—О в аморфном SiC^. Связь в значительной степени
ковалентная, что обусловлено существенным вкладом я-связи,
осуществленной при перекрытии одной пары 2р-электронов
кислорода с первоначально пустыми Зя?-орбитами кремния.
Характер я-связи и ионность Si—О связи являются причиной
гибкости угла мостиковых связей Si—О—Si. Это позволяет
разрывать решетку Si02 в нескольких местах без образования
междоузлий или вакансий, как это имеет место в типичной
ковалентной или ионной решетке. Облучение приводит к
образованию трехвалентного кремния и разрыву кислородного
мостика (немостиковый кислород):
^Si-Q-Si=pa"H^Si--6 gli,
где точки представляют электроны, которые не участвуют в
связывании, a =Si — атом кремния, соединенный тремя мо-
стиковыми связями с атомами кислорода. Трехвалентный
кремний и немостиковый кислород являются
парамагнитными дефектами, связанными с электроном и дыркой
соответственно:
= Sb*Si++<r, (5.1)
=Si—6^=Si—б+ ft+. (5.2)
Поскольку нет существенного смещения атомов, генерация
дефектов в Si02 при облучении — электронный процесс.
Облучение изменяет электронное распределение в тетраэдрах Si04,
что в свою очередь изменяет углы связей Si—О—Si. Относи-
99

тельно малое изменение в форме достаточно для разрыва связи
Si—О. При этом радиация вызывает релаксацию, т. е.
уменьшение деформации связей. Поскольку большей деформации
я-связи соответствуют большие кольца тетраэдров Si04,
облучение вызывает образование колец меньших размеров,
обусловливая увеличение плотности Si02 при облучении. Примеси
оказывают существенное влияние на я-связь между
кислородом и кремнием. Гидроксильные группы усиливают я-связь по
соседству с Si—О—Si-связями, делая Si02 более' стойким к
облучению:
=Si+6—Sisa+H20-»Si—ОН НО—Si=.
Для выяснения процессов, происходящих в Si02 при
облучении, рассмотрим собственные и примесные дефекты, которые
могут существовать в окисле [106].
Собственные дефекты:
трехвалентный кремний = Si (£'-центр)—простой донор,
несвязанный кислород == Si—О —простой акцепторный или
амфотерный центр,
вакансия кислорода I/o6=Si Si==) —двойной донор,
вакансия кремния Fsi — простой донорный или
амфотерный центр,
междоузельный кремний Si* — двойной донор,
междоузельный кислород О г (DI- г—простой донорный или ам-
центр) фотерный центр,
двойные или более высокие комплексы: 02, SiO, V0Vo и т. д.
Примесные дефекты:
Н — водород,
ОН — гидроксил,
М — металл или неметалл.
На рис. 5.2 схематически изображено энергетическое
положение дефектов в Si02 [106, 107]. Видно, что большинство
составляют донорные центры трехвалентного кремния
(/^-центры) и междоузельного кислорода ф/-центры), которые несут
основную ответственность за образование положительного
заряда в окисле. Несвязанный кислородный центр =Si—6
может захватить связанный электрон на незаполненную оболочку
и высвободить дырку в соответствии с выражением (5.2). Этот
центр считается ответственным за наблюдающийся иногда
отрицательный заряд в окисле. А'-центр предполагается
связанным с Na. В-центр, вероятно, обусловлен группой ОН и
захватывает электрон:
=Si-OH+£T->==Si—0-+Н,
который затем рекомбинирует с дыркой:
=Si—0+/i+->s=Si—6.
100

В соответствии с модельными представлениями [106]
генерацию заряда в окисле можно представить следующим
образом. Облучение ионизирует трехвалентный атом кремния и
превращает его в положительный ион, как показано
выражением (5.1). Междоузельный кислород захватывает дырку,
возникшую под действием облучения в Si02:
Ot+Rad(h+)-+Ot.
Генерация поверхностных состояний при облучении
происходит вследствие обрыва связи кремния с ионом гидроксила, ко-*
5l02
Зона прободипости
Т
51
-ЗэВ
т®
2зВ
т®
5,7зй
-ЗзЪ
т®
5,3 3В
ИзВ
42)
№
1бзд
\ ОАздЛЬ)
Валентная зона
т
Рис. 5.2. Дефекты в пленках Si02 на кремнии (цифры в кружках): / —
дырочная ловушка, 2 — £>/-центр, 3 — электронная ловушка, 4 — .Е'-центр,
5 — возбужденное состояние £'-центра, 6 — 5-центр, 7 — Л'-центр.
Заштрихованная область на границе раздела (^ 1,5 нм) качественно показывает
распределение БПС
торый затем в силу высокой подвижности дрейфует в поле.
Оставшийся трехвалентный кремний образует поверхностные
состояния:
=Si—OH+#ad-+=Si+OH.
Если первоначально на Si—5Ю2-поверхности было мало групп
= Si—ОН, то и плотность состояний здесь будет низкая.
Модель дырочного захвата подробнее описывается на
рис. 5.3, а. Радиация генерирует энергетичные
электронно-дырочные пары (1-й этап). Энергетичные дырки (&+*) теряют
свою энергию, образуя вторичные электронно-дырочные пары й
генерируя плазмоны (2-й этап). На 3-м этапе дырка рекомби-
нирует с одним из электронов иона ОН~ в центре Si+: ОН.
Это приводит к разрыву связи Si—ОН и переводит нейтраль-
101

ную молекулу гидроксила в возбужденное состояние -ОН*.
На 4-м этапе два электрона из зоны проводимости кремния
переходят на центр Si+:OH*. Один электрон захватывается
положительно заряженным центром трехвалентного кремния
s=Si+ и нейтрализует его, другой переходит на нейтральный
радикал -ОН* и переводит его в отрицательно заряженное
состояние. Этот отрицательный ион (: ОН~) затем дрейфует в
направлении к положительно смещенному электроду (5-й
этап). В сравнении с моделью дыроч-
<?"* ного захвата (рис. 5.3, а) модель
ударной ионизации электронами,
показанная на рис. 5.3, б, отличается
только на 3-м этапе. Кроме того,
электроны в окисле обладают гораздо
большей подвижностью, чем дырки.
Поэтому электронная ударная
ионизация должна преобладать, если
дырки заметно захватываются мелкими
Рис. 5.3. Процессы генерации поверхностных
состояний, обусловленные захватом дырок (а)
и ударной ионизацией энергетичными
электронами, созданными облучением в Si02 (б): а:
1 — Rad + Si02-+ е~* + h+* + Si02; 2 — е~*+
+ U+* _ е- +h+ +htop; 3— = Si+ :ОН~ +
+ h+ ••> s Si+-OH*; 4 — =Si+ ■ OH* + 2e^ -
-* s Si- + : OH-; 5 — : ОН- дрейфует к Me;
\-»nSs
6: 3— sSi+ :OH-+e- - ш Si+- OH* + 2e~;
4 — ==Si+'OH*+2<g - = Si- +:OH-; реак-
Unss
ции /, 2, 5 те же, что в а. ф s=Si+; © —
:ОН~; #—возбужденный
и>о
R°d lU
ловушками у края валентной зоны окисла.
Влияние ионных примесей на радиационные
характеристики МОП-структур было отражено в соответствующих моделях
[113—120]. Основное содержание этих моделей состоит в том,
что облучение высвобождает ионы натрия, связанные до этого
с атомами немостикового кислорода кулоновским
притяжением:
2Na+ -0-31^радИацИЯ ^2Naf+ar+5sSi--0-Si»+ — 02f.
Обладая малым ионным радиусом (0,097 нм), ионы Na имеют
высокую подвижность в окисле. При положительном напря-
102

жении на затворе происходит дрейф ионов Na к границе
раздела окисел — полупроводник, приводя к накоплению
положительного заряда в этой области. В результате возникает
гистерезис вольт-фарадных характеристик МОП-структур
уже при комнатной температуре. Согласно другой модели
[117], радиация разрывает связи между атомами и создает
центры, способствующие скоплению подвижных ионов (Na+,
Li+) на границе раздела Si—Si02 в виде кластеров. В
результате происходит искажение вольт-фарадных характеристик
структур: их наклон неравномерно изменяется.
Кроме того, в работе [118] отмечается, что комплексы
s=Si—О-- Na+ могут захватывать дырки, генерированные
радиацией. Дри этом высвобождаются подвижные ионы натрия:
=Si— О- Na++/i+^=Si—О" /i++Na+.
Ионы натрия и дырки могут захватываться в Si02 на
некоторых примесных комплексах. Например, алюминий замещает
кремний в тетраэдре Si04. Поскольку алюминий имеет только
три валентных электрона, он должен захватить четвертый
электрон для заполнения четырех ковалентных связей с
кислородом, образуя отрицательный комплекс, который
захватывает дырки или катионы (Na+).
В работах [113, 119] экспериментально (с помощью масс-
спектрометра и других методик) наблюдалось, что
бомбардировка поверхности термически выращенного Si02 низко-
энергетичными частицами вызывает миграцию ионов Na+
через окисел к границе раздела Si02—Si. Однако в работе
[118]' сообщается, что облучение МОП-структур
гамма-квантами 60Со при 298 К и приложенном поле 106 В/см не вызвало
заметного дрейфа ионов натрия в Si02.
Рассмотренные физические модели влияния ионных
примесей на радиационные повреждения в МОП-структурах
частично находят экспериментальное подтверждение, но в
основном носят гипотетический характер. Например, в работе [120]'
предполагается, что образование быстрых поверхностных
состояний при облучении обусловлено высвобождением и
дрейфом положительных ионов водорода (Н+), которые вступают в
реакции с атомами Si или О на границе раздела Si02—Si.
Применение ЭПР позволяет идентифицировать некоторые
дефекты, возникающие в Si02 при облучении [121, 122]. Было
обнаружено два основных типа парамагнитных центров. Один
из них, £'-центр, связан с вакансией мостикового кислорода, а
парамагнитный электрон локализован на 5р3-орбите атома
кремния, связанного с тремя атомами кислорода. Другой тип
дефекта, DI-центр, связан с междоузельным кислородом.
В работе [121]' £''-центры возникали в Si02 после дозы 7-из-
лучения 2-Ю8 рад. Их концентрация была наибольшей у гра-
103

ницы раздела Si02—Si и не зависела от того, во влажной или
сухой атмосфере кислорода был выращен окисел. При
приложении положительного смещения +10 В во время облучения
концентрация ^'-центров увеличивалась на порядок. В
образовании рассматриваемых парамагнитных центров играют
роль не столько ионизационные процессы, сколько упругие
смещения, приводящие к образованию дефектов в структуре
Si02. Аргументом в пользу этого предположения является тот
факт, что при облучении электронами с энергией 500 кэВ, когда
плотность ионизации достаточно велика, £'-центры возникают
только при больших дозах (~ 1018 см-2), т. е. после накопления
заметных структурных нарушений [122].
В работе [123] рассмотрена модель процессов,
происходящих в слое окисла МОП-приборов при воздействии
нейтронного облучения. Расчеты показали, что при любой энергии
нейтронов атомы кислорода в Si02 будут получать энергии на
50,% больше, чем атомы кремния. В результате будет
усиливаться ионизация атома кислорода и вероятность его
смещения. Проведено детальное рассмотрение полного сечения
захвата нейтронов в реакциях с ^Si и £6 О, а также
распределения энергии отдачи атомов кремния и кислорода.
Установлено, что основное значение имеют следующие реакции в Si02
при воздействии нейтронов: 28Si (п, /z')28Si; l60(n, п')1Ю;
2*Si(n, р)28А1. Отмечается, что вероятность ионизации кремния
и кислорода в Si02 сильно зависит от энергии нейтронов: при
£п>0,75 МэВ вероятность ионизации составляет более 50;%| и
резко возрастает для быстрых нейтронов (при Еп>1 МэВ).
Было определено выражение, связывающее флюенс нейтронов
с эквивалентной поглощенной дозой в Si02 (на 1 рад):
p/(2Si£*,si+20£*,o)=l,
где 2si и 2о — макроскопические сечения захвата для кремния
и кислорода соответственно; р — плотность Si02; Ett si и Et, о—
распределенные энергии ионизации, передаваемые атомам
кремния и кислорода соответственно при взаимодействии с
ними нейтронов. В результате было установлено, что
эквивалентная поглощенная доза в Si02 связана с флюенсом
быстрых нейтронов (£п>100 кэВ) численным соотношением
1 рад(8Ю2) = 2.Ю10 см"2.
Полученное соотношение подтверждается экспериментальными
данными с точностью 10...15,% при нейтронном облучении
МОП-транзисторов типа FI-100 до флюенсов 2-Ю14 см-2.
В работах [124, 125] показано, что ионизирующее действие
радиации является основной причиной возникновения быстрых
поверхностных состояний. Предложена модель [124], на осно-
104

ве которой получены аналитические выражения, связывающие
изменения плотности БПС с дозой радиации. Увеличение
плотности БПС происходит в результате эффекта ионизации при
воздействии радиации. Эффект смещения атомов не дает
заметного вклада в образование БПС. Процесс создания БПС
определяется поглощенной дозой излучения,
кристаллографической ориентацией поверхности полупроводника,
материалами полупроводника и диэлектрика и не зависит от мощности
дозы, типа проводимости и величины удельного сопротивления
полупроводника, а также от величины и полярности
приложенного напряжения.
При облучении мягкими рентгеновскими или УФ-лучами
МДП-структур происходит взаимодействие излучений с
валентными электронами, которые в результате покидают
валентную зону и попадают в зону проводимости. При этом
нарушается связь между атомами и они под действием
напряженных связей раздвигаются, стараясь занять положение,
соответствующее минимуму свободной энергии. Оборванная
связь между атомами в нормальных условиях не
восстанавливается и дает разрешенный уровень в запрещенной зоне
полупроводника на границе с диэлектриком. Скорость
образования БПС можно описать следующим уравнением:
^f = tf0/tfHO> (5.3)
где Рпс — средняя плотность БПС; / — интенсивность
излучения; Ко — коэффициент пропорциональности; iVHc —
концентрация напряженных связей. Учитывая, что величина NHC
уменьшается при образовании БПС:
Л^нс — NhCo — КисРпо
получаем решение уравнения (5.3) в виде
?пс = ^"(1 - *-*)+ Р"псо е~а\ (5.4)
Апс
где Мпсо, Aico — начальные величины концентрации
напряженных связей и плотности БПС; а — коэффициент,
характеризующий скорость образования поверхностных состояний.
При облучении жестким электромагнитным излучением
(гамма-лучами) или частицами высоких энергий имеет место
их взаимодействие с электронами на более глубоких (К или
L) оболочках атомов. При этом в объеме полупроводника и
диэлектрика генерируются энергичные (горячие) электроны и
дырки. Захват дырки на локальный уровень напряженной
связи, означающий уход электрона, приводит к разрыву элект-
105

ронной связи. Растягивающие силы удаляют атомы друг от
друга. Поэтому оборванная связь не восстанавливается и дает
разрешенный уровень в запрещенной зоне на поверхности
полупроводника. С поверхностными локальными уровнями
могут взаимодействовать электроны и дырки, генерированные
на расстоянии
Где £)* — коэффициент диффузии энергичной дырки; те —
время релаксации энергии дырки, определяемое в основном
скоростью передачи энергии фононам. При таком подходе
скорость образования поверхностных состояний пропорциональна
скорости захвата дырок на уровни напряженных связей:
d^ = KoPv[Lp*NHCf (5.5)
где ри — концентрация дырок, образовавшихся в результате
ионизации в диэлектрике и полупроводнике. Поскольку
толщина диэлектрика и подвижность дырок в нем во много раз
меньше, а пороговое значение энергии ионизации больше, чем
у полупроводника, можно считать, что концентрация дырок
~ - 6Р
То ~г ТПов
где рпи — поверхностная концентрация дырок в
полупроводнике при ионизации; g — скорость генерации
электронно-дырочных пар при облучении; б — эффективность образования
пар; Р — мощность дозы ионизирующих излучений; тЭф, то,
Тпов — соответственно эффективное, объемное и поверхностное
время жизни дырок в полупроводнике. Поскольку тПОв обратно
пропорционально скорости поверхностной рекомбинации, то
где Кп — постоянный коэффициент. Учитывая также, что NHG
уменьшается при образовании БПС, уравнение (5.5) можно
записать в виде
dt
Решение этого уравнения имеет вид [124]
Лхс = ^ {1 - ехр [- axD - а2 (PaG -РПсо)1}+
Апс
+ Люо ехр [— aJD — а2 (PnG — Р11С0)], (5.6)'
106

Таблица 5.1
Плотность БПС до и после гамма-облучения [125]
Материал диэлектрика на
кремнии
Si02
Si3N4
А1а03
*W 9В-1.СМ —
1,8.10Ю
3,2-10Ю
2,8-10Ю
Рпсн, эВ-i.cM-»
3,0-1012
1,5-1013
1,4-1QU
где D = Pt — поглощенная доза радиации;
^_ #1кД0Т06 а= Т0ЛСд
1 (JWo* д)/* ш +1 ' 2 (М*соЧКп)/Кт + 1 '
При малых дозах радиации разностью (Рпс — Рпс0) можно
пренебречь. Тогда для Рпс получим более простое выражение
Лю = -^ 11- ехр (- aj))] +~Р„С0 exp (- aj)). (5.7)
Из выражений (5.4), (5.6) и (5.7) следует, что предельная
(в насыщении) величина плотности БПС
* пен не зависит от ее
начальной величины и для структур, изготовленных по одной
технологии, является постоянной. В табл. 5.1 приведены
величины начальных (Рпсо) и достигших насыщения (РПсн) плот-
ностейБПС в различных МДП-структурах. Видно, что
величины Рпсо и Рдсн не коррелируют между собой, причем
предельная плотность БПС зависит от типа диэлектрика.
Таким образом, в настоящее время имеется значительное
число моделей, описывающих процессы, происходящие в МДП-
структурах при облучении, но универсальной законченной
модели пока не существует. Каждая модель может быть
достоверной до определенной степени, поскольку в МДП-приборах
могут одновременно протекать несколько сложных процессов,
из которых какой-либо один будет преобладать при
определенных условиях.
§ 5.2. НАКОПЛЕНИЕ ЗАРЯДА
В МДП-СТРУКТУРАХ И ИЗМЕНЕНИЕ
ИХ ХАРАКТЕРИСТИК
Изменение характеристик МДП-структур при
воздействии на них радиации рассматривалось в большом
количестве работ [105, 108, 126—149]. При воздействии
облучения на МДП-структуру в диэлектрике происходит образование
электронно-дырочных пар. Электроны либо рекомбинируют с
107

дырками, либо покидают диэлектрик в результате дрейфа под
действием электрического поля. Дырки, обладающие
значительно меньшей подвижностью, захватываются ловушками,
являющимися частью внутренней структуры диэлектрика. Во
время облучения устанавливается динамическое равновесие,
при котором электрическое поле, созданное приложенным к
МДП-структуре напряжением, уравновешивается полем
объемного заряда и все падение напряжения приходится на слой
С,п<Р
90
60
"~П -9 -6 -J и ЛЪ
Рис. 5.4. Вольт-фарадная характеристика структур А1—БЮг—Si: / — Фе=
=0; 2 — при облучении электронами (Фе=1019 см-2, £е=60 кэВ)
объемного заряда. Это объясняет насыщение заряда в
диэлектрике с ростом дозы облучения при постоянном напряжении.
При отрицательном напряжении на затворе электроны
дрейфуют в направлении к полупроводнику, а ловушки,
близлежащие к границе раздела металл — диэлектрик, захватывают
дырки. Ловушки, расположенные в глубине диэлектрика, не
успевают захватить дырки из-за доминирующего процесса
рекомбинации. При положительном напряжении на затворе
электроны дрейфуют к металлу и ловушки, расположенные
вблизи границы раздела диэлектрик — полупроводник, запбл-
няются дырками. В этом случае происходит сравнительно
больший сдвиг порогового напряжения МДП-структур, так
как в полупроводнике индуцируется значительный
отрицательный заряд, величина которого обратно пропорциональна
расстоянию от поверхности полупроводника до местоположения
объемного заряда в диэлектрике. На рис. 5.4 показано
типичное влияние электронного облучения на высокочастотные
вольт-фарадные характеристики МОП-структур,
состоящих из кремния я-типа, термически выращенного слоя
Si02 толщиной 0,15 мкм и алюминиевых электродов шГощадью
0,5 мм2 [ПО]. После облучения флюенсом электронов
фе=Ю19 см-2 положительный заряд, введенный в окисел и
определенный по изменению напряжения плоских зон AUn3,
составил
Q = C0AU113 = 1,3- Ю-7 Кл/см2,
1 /1 ; /I
! *и 1 й(/ПЗ „ 1
108

а эффективная плотность поверхностных состояний,
расположенных в запрещенной зоне полупроводника, определенная по
ширине С—[/-характеристик Д[Д достигла величины
3-Ю11 эВ-1-см~2. Образование при облучении положительного
заряда в диэлектрике вызывает сдвиг вольт-фарадных
характеристик МДП-структур в сторону отрицательных
напряжений, а увеличение плотности БПС приводит к уменьшению
наклона С—[/-характеристик.
Подробный количественный анализ накопления заряда в
диэлектрике и изменения характеристик МОП-транзистора
при облучении предложил в своей модели Митчел [126]' на
основе решения уравнения Пуассона. Он предположил, что
распределение захваченных дырок в диэлектрике не зависит от
времени (дозы) облучения и экспоненциально спадает от
каждой границы раздела с характеристической длиной хс.
Тогда результатом образования пространственного заряда в
диэлектрике является сдвиг порогового напряжения МОП-
транзистора, описываемый формулами
Д[/пор (D) = - aU9 (1- <HU>), U3 > 0;
AUmj)(D) = yU3(l-e-№), [/3<0,
где U5 — напряжение-на затворе при облучении; D
лучения; у — коэффициент порядка единицы;
d л
а = 1;
р = 6,7.102*-^с при %c«d,
&&0d
где q — заряд электрона; \ьх — произведение подвижности на
время жизни электронов в Si02; е — диэлектрическая
постоянная окисла; во — диэлектрическая постоянная вакуума; d —
толщина диэлектрика; р измеряется в Мрад-1.
Коэффициенты а и 7 в выражениях (5.8) и (5.9) можно
получить непосредственно из экспериментальных значений
At/nop при насыщении:
А[/ПОр(нас) = — «[/3, U3>0;
(5.10)
А[/ПОр(нас) = yUB, U3 < 0.
Величину р можно определить из полулогарифмической
зависимости, полученной из выражений (5.8) и (5.10) в виде
1П [ 1-Д[/пор/Д[/ПОр(нас) ] = - РЛ. (5.11)
При этом строится график, представляющий линейную зависи-
(5.8)
(5.9).
— доза об-
109

мость выражения в левой части уравнения (5.11) от дозы
облучения. Отсюда легко найти коэффициент р, который
определяет наклон построенной прямой.
Однако полученные уравнения (5.8) и (5.9) в случае U3=0
дают нулевой сдвиг порогового напряжения, тогда как на
практике небольшое накопление заряда происходит и при
отсутствии напряжения смещения. В связи с этим в работе [127]'
указанные уравнения были несколько изменены:
Wm(D) = -<tUQ(l-e-*o)9 Uo>0;
AUmv(D) = yU0(l-e-№), U0<0,
где напряжение на диэлектрике Uo = U3—UU3 (£/пз —
напряжение плоских зон). В результате £/0=—Un3 при 03=0, т. е.
необходимо учитывать напряжение плоских зон, которое
характеризует влияние контактной разности потенциалов металл —
полупроводник, а также действие поля некоторого
положительного заряда, обычно существующего в диэлектрике еще до
облучения.
В работе [128] рассматривалось образование
положительного объемного заряда в диэлектрике МДП-структур по'
модели, аналогичной [126], но не содержащей предположения о
независимом от времени облучения размере области заряда.
В пленке Si02 толщиной d при облучении создается gP
электронно-дырочных пар (g — скорость генерации пар, Р —
мощность дозы облучения). В случае £/3>0 из диэлектрика в анод
могут уйти только электроны, находящиеся в области порядка
длины дрейфа \1%ЕШ вблизи анода (Е м — поле у металла —
анода). При этом вблизи катода захваченные ловушками
дырки образуют область объемного заряда с плотностью
qp'(x, t). Полный заряд Q(t), накопившийся за время t, равен
взятому с обратным знаком заряду, унесенному электронами -
за это же время:
*о<*> t
Q(t) = q f р' (х, t) dx = qgPpz j£M (*') df.
о 0
Поле EM(t') можно определить, решая уравнение Пуассона
d2U/dx2 = — [4я<7р' (х, t)]/&
с граничными условиями £/(я=о) = 0, (7^=^= U3 и с учетом
непрерывности U, dU/dx на границе области объемного заряда
x=x0(t). Предполагается следующая модель процесса
образования заряда. Сначала в основном растет заряд в слое вблизи
катода, толщина которого равна длине дрейфа электронов
jxT^siC^Si — поле вблизи кремния — катода). Из этого слоя
электроны уходят, а дырки остаются в нем и захватываются
ПО

ловушками. По мере роста плотности дырок в слое у катода
длина дрейфа уменьшится (|х уменьшается из-за рассеяния).
Поэтому электроны будут рекомбинировать с дырками внутри
первого слоя, и его заряд перестанет расти. Заполнение
второго слоя, в который теперь не поступают электроны из
первого, происходит аналогичным образом. Процесс
продолжается до тех пор, пока не возникает область объемного заряда
размером хт, поле которой у анода скомпенсирует внешнее
поле.
В результате расчетов была получена зависимость полного
заряда Q от дозы облучения:
QW -ft. iT6""!'^! ■ (5.12)
1 + exp (— p\D)
где
p\ = 4-^4яа1|[/3|/е) qptg; (5.13)
а
ai — константа, определяемая из экспериментальных данных.
Применяя теорему Гаусса, получаем следующие выражения
для сдвигов порогового напряжения при облучении:
А^ор = (А^оР)та!7еХР!~^?+1^1
l_exp(_p1D)
AUmp = -\U.,
где
1 + exp (- p\D) 3' L 1 + exp (- p\D) J '
U3>0; (5.14)
1-«р_еР£П» Ub<0, (5.15)
W|2
[ 1+exp (-^
<*«. = -*/^' ^
Из выражений (5.12)—(5.16) следует, что при £/3>0 и малых
дозах (PiD<^ 1) А£/пор растет линейно с ростом £/3 и дозы:
AUaop~(AUaov)m-?f- = -—q[iTgU3D. При С/3<0 и ма-
лых дозах Д£/пор растет с увеличением дозы и |С/3| квадратич-
но: Af/nop ~.— \иг\ ^-£-~'> Af/noP ~ 1^з12- Полученные
теоретические зависимости Д[/порф) (5.14) и (5.15) совпадали с
экспериментом [126] с точностью до 10...20%.
В работе [129] проводилось теоретическое и
экспериментальное исследование кинетики образования
пространственного заряда в диэлектрике МДП-структур при облучении. Для
нахождения зависимости приповерхностного объемного
заряда Q от времени облучения использовалось уравнение непре-
Ш

рывности. В результате для случая независимости от времени
характеристической ширины области накопления объемного
заряда хс было получено следующее выражение:
Q = Q. (!-*-</*),
где заряд в насыщении
4я А хс '
в случае экспоненциального распределения заряда Л=1, 5=1;
% = 4nQsx0d/eUQ,
где то — максвелловское время релаксации.
Сравнение теории с экспериментальными дозовыми
зависимостями Q(D) МОП-структур дало возможность определить
ряд важных параметров диэлектрика (пленок ЭЮг,
полученных методом пиролитического разложения тетраэтоксисилана).
Концентрация дискретных уровней прилипания составила
~1021 см-3, а их энергетическое положение в запрещенной зоне
Si02 оказалось равным Ес—(—0,35) эВ. Подвижность
электронов в Si02 составила —10 см2/В-с.
В работе [130]' была предложена упрощенная модель
радиационных эффектов в МОП-приборах, согласно которой
предполагается, что дырочные ловушки занимают тонкий слой
в окисле на расстоянии Х\ от полупроводника и х2 от
металлического затвора (рис. 5.5). Дырки могут захватываться при
переносе через эту зону из областей 1 или 2 в зависимости
от полярности приложенного напряжения. Положительный
заряд в ловушках Qo фактически приводит к возникновению
«зеркальных» зарядов Q8 и QM в полупроводнике и металле
51
f~
*1
Si02
*2
Металл
т^
Рис. 5.5. Простая модель радиационных эффектов для тонкого слоя заряда
Qo, созданного в МОП-структуре при облучении с приложенным полем
112

соответственно. На начальных этапах образования заряда
рост сдвига порогового напряжения с дозой можно считать
линейным:
Л£/Шр = q-^-x2x0f(E)A0D,
880
где §'=7,9-1012см-3-рад-1 — скорость генерации дырок в
SiCb; Хо — толщина области сбора заряда; f(E) —
относительный выход заряда, зависящий от поля; Л0 — вероятность
захвата дырок при прохождении через слой ловушек (зависит
от плотности ловушек и их сечения захвата).
Когда доля заполненных ловушек станет значительной,
величина Л0 уменьшится; электрическое поле в области сбора
заряда будет спадать и f(E) также уменьшится. Тогда At/nop
достигает насыщения в результате заполнения всех
имеющихся ловушек с плотностью NT:
qx2NT
880
Д^пор(нас) —
Кроме того,
Atffcp (нас) = - UB (-J- - 1), £/3>0,
Д^пор(нас) = U& U3 <0,
При нулевом смещении захват заряда происходит
вследствие диффузии части дырок на ловушки. Кроме того,
электрическое поле в окисле, возникающее в результате разности
работ выхода из металла и полупроводника, будет влиять на
перенос заряда. Происходит также генерация новых
граничных состояний в результате разрыва связей на границе
раздела Si—SiC>2.
На практике существуют отклонения от предложенной
модели [130]. Первоначальный рост A£/nop в МОП-транзисторах
определяется в основном объемным положительным зарядом
плотностью Nt. Насыщение А£/ПОр при более высоких дозах
заменяется возрастанием или уменьшением под влиянием
генерации граничных состояний плотностью Ns, которые
заряжены отрицательно в /г-канальных МОП-транзисторах и
положительно в р-канальных (рис. 5.6).
Образование граничных состояний, т. е. БПС, максимально
при положительном смещении. Рост плотности БПС с дозой
облучения происходит в большинстве случаев по сублинейной
зависимости, например
NS=KUD{
,0,65
113

для доз 105...107 рад (К*- постоянная) [1311. Для объясне-
двухЭвияаРхИБП?аГЫХ ДаННЫХ ^пользовалась гипотеза о
двух видах БПС. Например, разрыв связи Si-H приводит к
образованию БПС типа 1 с концентрацией N, и зарядом QГ
а разрыв связи Si-OH приводит к образованию БПС ?ипа 2
^ТяЦеН?аОДеЙ NA И 3аРадом <** Если образование Q.
происходит быстро и Q, насыщается при малом значении а
42 возрастает медленнее и насыщается при большем значе-
S
—1-10 Ь (а), 0 (б) и р-канал при £/3=0 (в), —10 В (г)
нии, то суммарная кривая Q1 + Q2 может оказаться сублиней-
Более точное совпадение с экспериментальными
результатами описано в работах [132, 133], где рассматривать
следующая модель встраивания заряда при облета Ж
структуры. Диэлектрик (Si02) имеет глубокие уровни
рекомбинации, заполненные электронами в состоянии термодинами
ческого равновесия Образование электронно дырТныхГр
при воздействии облучения приводит к быстрому захвату
дырок на эти уровни^ появлению электронов взоне проводи
ГмлПИ™?ИКа- ПРИ 0ТСУТСТВИИ облучения плотность Za
ISkt'SI F?n f Л6МНИИ "-ТИПа В нейтРальной области
диэлектрика /=</цпт£ (щ — темновая концентрация
носителей) всегда меньше плотности тока, которая может быть обес-
S« а/ерМ0ЭМИССИей И3 металла в ДИэлУтрик В результате
К!,ГНЦеНТраЦИИ электР°нов в диэлектрике под действием
TocxHTJ^eT И ВеЛИЧИНа 7' пРичем новое значение /пре
восходит значение для случая термоэмиссии, что и приводат
114

к встраиванию заряда. Это в свою очередь резко увеличивает
поле у контакта металл — диэлектрик, что приводит к
возрастанию тока через контакт в результате эффекта Шотки или
туннельной эмиссии. В стационарном состоянии встроенный
заряд должен обеспечить такое поле на контакте, чтобы ток
через контакт был равен току в квазинейтральной области.
Изложенная модель описывается следующей системой
уравнений:
1) уравнением Пуассона
32ср 4ш/
дх2- skT
р\ p'=q(M — m — п), (5.17)
где ф — потенциал; М — концентрация донорных центров;
т — число электронов на них; п — концентрация электронов
в зоне проводимости;
2) уравнениями, вытекающими из закона сохранения
заряда:
*>' +^ = 0; / = ^^ + ?D*L; (5.18)
dt дх дх дх
3) уравнением, описывающим изменение концентрации
электронов в зоне проводимости под действием облучения:
^ = g-ynn(M-m), (5.19)
dt
где g — скорость генерации электронов; уп — коэффициент
рекомбинации.
Граничными условиями для системы (5.17) — (5.19) будет
задание разности потенциалов на структуре во время
облучения фи и тока через контакт металл — диэлектрик, который
определяется либо эффектом Шотки
/ш=Лп0ехр(£м/£ш)1/2>
либо туннельным эффектом
*/т= t/TQ exp (£jT/.cM),
где Еш — электрическое поле у контакта с металлом; £ш, ЕТ,
Juio, /то — параметры, зависящие от свойств контакта.
В результате при малых напряжениях (£?м==Еш)
увеличение порогового напряжения МДП-транзистора определяется
выражением
Juiod
Л£/пор = ^а-
q\ikTn(t)
115

а при больших приложенных напряжениях (Ем ^> £ш)—
/2с2
Af/„op = Щ±, (5.20)
где я(£) = п0 th(2ynn0t)\ t — время облучения;
Сравнение теоретических и экспериментальных данных для
МОП-транзисторов с индуцированным р-каналом показано на
3
2,5
Ю 15 -£/,,
Рис. 5.7. Изменение порогового
напряжения
МОП-транзисторов с индуцированным
р-каналом в зависимости от смещения
при облучении (точки —
эксперимент, линия — теория)
рис. 5.7. Как следует из формулы (5.20), величина сдвига
порогового напряжения после того, как встраивание заряда
закончено, не зависит от приложенного напряжения в области
больше 3 В и определяется исключительно величиной
концентрации донорных уровней в диэлектрике. Приведенные на рис.
5.7 экспериментальные и теоретические данные показывают
хорошее совпадение.
В работах [108, 134—136] рассматривались различные
аспекты «двухслойной» модели, которая заметно отличается
от предыдущих, но дает достаточно точное совпадение с
экспериментом. Эта модель с учетом зонной диаграммы и путем
решения ряда кинетических уравнений рассматривает
образование положительного заряда в диэлектрике у обеих границ
раздела при облучении МОП-структур (рис. 5.8). При этом
основными контролируемыми параметрами являются: работа
выхода из металла Фт, сродство к электрону для
полупроводника %, энергетический уровень вакуума Evac и энергетический
уровень ловущек в окисле Ет (донорного типа). Для случая
нулевого смещения, показанного на рис. 5.8, до облучения
ловушки еще не ионизированы (или не созданы) и поэтому
нейтральны. При облучении ловушки ионизируются и
заполняются. Поскольку значения Фт, % и Ет не изменяются при
облучении (относительно уровня Evac)f то уровень ловушек на
границе раздела Si—Si02 движется вниз к уровню Ферми, а
уровень ловушек на границе раздела Si02—А1 не изменяется
116

относительно уровня Ферми. Кроме того, из решения
уравнения Пуассона в области окисла с учетом положительного
знака заряженных ловушек следует, что энергетическая зона в
SiC>2 должна изгибаться вверх у границ раздела. Поэтому
положительно заряженные ловушки концентрируются у обоих
краев окисла, а в середине уровень Ет пересекает уровень
Ферми, тогда ловушки заполняются и становятся
нейтральными. С учетом изменения ширины областей пространственного
Рис. 5.8. Зонная диаграмма МОП-структуры при нулевом смещении до
облучения (а) и в процессе облучения (б)
заряда в диэлектрике у каждой границы раздела при
облучении было получено выражение для сдвига напряжения
плоских зон в зависимости от напряжения смещения при
облучении |[134]:
А(/пз =-- А' + B'U3 + CUi + D'Ul + E'Ul (5.21)
где Л', 5', С, D', Е' — коэффициенты, зависящие от параметров
системы.
Экспериментальное подтверждение образования двух
положительно заряженных слоев у обеих границ Si02 при
облучении МОП-структур было получено в работах [137, 138].
Расчеты показали i[135], что электрическое поле
практически исчезает в области около середины окисла. В результате в
уравнении (5.21) коэффициенты C/=D/=£/=0, т. е.
bUm = A'+B'U„
где Л' = q [Nl(i\ + N2d2 (2d - d,)]/2e; В' = [ ^i/a^^i/2^
— 1 /e, где Ыг и N2 — концентрации заряженных ловушек в
областях с соответствующей характеристической шириной dx и d2.
117

В работе [136] рассматривались радиационные эффекты в
МОП-структурах при больших дозах облучения и высоких
напряжениях на затворе. Результаты машинного
моделирования показали, что при больших значениях смещения затвора
вместо двух заряженных слоев у границ раздела начинает
преобладать один заряженный слой вблизи металла — при
отрицательном смещении или вблизи полупроводника — при
положительном смещении. Для больших доз облучения (>108
Рис. 5.9. Изменение сдвига напряжения плоских зон МОП-структур в
зависимости от поглощенной дозы электронного облучения при £/3=+5 (Л,
0(2), —10 В (3)
рад) экспериментально и теоретически было установлено, что
распределение заряженных дырочных ловушек достигает
стационарного состояния. Всякое последующее изменение
смещения затвора с относительно малым увеличением дозы изменяет
вид распределения зарядов, но общее число зарядов в окисле
остается постоянным. Таким образом, наблюдалось,, что для
данного смещения затвора определенное распределение
заряда всегда оставалось «замороженным» до тех пор, пока на
структуру не подадут новое смещение и не подвергнут
облучению небольшой дозой, составляющей —1% от общей дозы,
полученной ранее, что приведет к перераспределению зарядов
в окисле.
В качестве экспериментального примера такого процесса
перераспределения заряда при действии электронов с Ее= 18кэВ
приведем рис. 5.9. МОП-структура вначале облучалась при
нулевом смещении до дозы 1,7-1010 рад (точка А). Затем
подавалось смещение —5 В, и структура получала дополнительную
дозу 3-Ю8 рад. К концу этой дополнительной дозы сдвиг
напряжения плоских зон достигал значения в точке В, которое
было бы в случае смещения на затворе —5 В. В точке С
структура находилась под смещением —10 В после получения дозы
3-Ю8 рад. Несколько дополнительных доз по 3-Ю8 рад вызы-
118

вали следование по кривой для U3=—10 В вправо в точку D.
После изменения смещения на +5 В и новой дозы 3-Ю8 рад
значение напряжения плоских зон сдвинулось вверх в точку Е.
Дальнейшее облучение структуры вызвало монотонное
увеличение сдвига напряжения плоских зон по пунктирной кривой
для £/3= + 5 В.
В работах [141—146] были представлены
экспериментальные и теоретические данные, которые показали, что в окисле
МОП-структур при облучении имеет место перенос дырок
помимо общепризнанного переноса электронов. В связи с этим
предлагается модель [141], согласно которой ионизирующая
радиация генерирует электронно-дырочные пары в Si02.
Некоторые из них рекомбинируют посредством парной или
трековой рекомбинаций (трековая рекомбинация происходит
вдоль трека, где сконцентрированы НЗ противоположного
знака после генерации). Оставшиеся электронно-дырочные
пары разделяются приложенным электрическим полем и
дрейфуют к соответствующим электродам. Большинство дырок,
достигающих границы раздела Si—Si02 (при положительном
смещении на затворе), проникают через нее, но некоторая
часть дырок захватывается в Si02 вблизи границы с
кремнием. Рассматривались механизмы переноса дырок,
генерированных при облучении в Si02. В работе [142] была
предложена модель «многократного захвата», согласно которой перенос
дырок в окисле осуществляется путем серии захватов и
высвобождений на ловушках, распределенных в некотором
энергетическом интервале в запрещенной зоне. С течением
времени после генерации дырки оседают на более глубокие уровни,
где повторный захват идет медленнее.
Авторы работы [143] предложили модель прыжковой
проводимости (туннелирования) НЗ между случайно
расположенными в пространстве окисла локальными центрами
захвата. Пока нет прямых доказательств в пользу какой-либо одной
из моделей переноса дырок. Можно полагать, что при
определенных условиях облучения будет проявляться тот или иной
механизм переноса НЗ в диэлектрике.
Представляют интерес физические процессы, происходящие
при облучении в МДП-структурах с диэлектрическими
пленками А1203, показавшими высокую радиационную стойкость
[147]'. В работах [148, 149] отмечается, что после облучения у
структур А1—А1203—Si наблюдается релаксация или дрейф
напряжения плоских зон, если к структуре вслед за
облучением будет приложено напряжение. Было обнаружено, что
направление, скорость и величина этой релаксации заметно
зависят от приложенного смещения как при облучении, так
и после него. Для объяснения эффектов релаксации была
предложена модель [148], основанная на инжекции электронов из
119

внешних электродов в слой А1203. Положительный заряд
захватывается в пленке А1203 у границы с отрицательным
электродом, вызывая инжекцию электронов в окисел при
облучении с приложенным к затвору смещением. Кроме того,
поскольку при облучении в слое А1203 захватываются как
дырки (у отрицательного электрода), так и электроны (у
положительного), происходит также релаксация вследствие
внутренней рекомбинации этих НЗ различного знака. При
облучении с положительным смещением затвора два механизма
(инжекция заряда и внутренняя рекомбинация) приводят к
результирующему снижению положительного заряда, т. е. к
значительной релаксации после облучения. Но при облучении
с отрицательным смещением затвора два механизма
конкурируют, вызывая гораздо меньшую релаксацию. Окончательна
обнаруживается, что положительный заряд, захваченный в
слое А1203 вблизи кремния или алюминия, усиливает
инжекцию электронов из контакта при данном приложенном
напряжении.
§ 5.3. ИЗМЕНЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ
МДП-ТРАНЗИСТОРОВ ПРИ ИХ ОБЛУЧЕНИИ
В результате проявления радиационных
эффектов в диэлектрике и на границе раздела
диэлектрик—полупроводник происходит изменение вольт-амперных характеристик
(ВАХ) МДП-транзисторов. Например, при облучении
быстрыми электронами с энергией 1 МэВ стоко-затворные ВАХ
р-канального МОП-транзистора сдвигаются в сторону
отрицательных напряжений, снижается крутизна характеристик
(рис. 5.10, а) [150]. В случае «-канального МОП-транзистора
(рис. 5.10, б) [151] с ростом дозы гамма-излучения сначала
происходит практически параллельный сдвиг ВАХ в сторону
отрицательных напряжений, а при достижении некоторой
дозы (105 рад) начинается обратный сдвиг характеристик,
заметно уменьшается их крутизна.
Рассмотрим в аналитическом виде изменение параметров
МДП-транзисторов под действием облучения. ВАХ
МДП-транзисторов описывается следующими формулами [152]':
/с = -L k' [2 (£/3 т Umv - г)£/п) Uc - (1 - Ч) Ul)
(в крутой области),
° 2 1 + т) |_
+ -j^-(Uo~U3±Uaox>+ г][/п)1
(в пологой области).
120

Знак «минус» соответствует транзистору с
индуцированным каналом, «плюс» — транзистору со встроенным каналом.
Здесь
t/ __ ^М,ср8о8/)
Ld
-удельная крутизна;
M<cp-/(Qnc) — средняя подвижность носителей заряда в
канале транзистора, которая зависит от заряда БПС; Z и L — со-
Рис. 5.10. Влияние электронного облучения на стоко-затворные ВАХ /?-ка-
нального МОП-транзистора (а), ВАХ n-канального МОП-транзистора при
гамма-облучении (б): а:1 —Фе=0, 2— 1-Ю13, 3— 1-Ю14, 4— 8,2-1014 см~2;
б: 1 — Ду = 0, 2 — 3-10S 5 —3-Ю5, 4 — 1-Ю6, 5— 3-Ю6 рад
ответственно ширина и длина канала транзистора; ео и &D —
диэлектрическая проницаемость вакуума и диэлектрика
соответственно; d — толщина диэлектрика над каналом; U3, UCy
Un — напряжения на затворе, стоке и подложке
соответственно; г] — коэффициент влияния подложки; L0 —
характеристическая толщина слоя объемного заряда в подложке при
напряжении, равном пороговому напряжению транзистора:
"пор — Фмлп +
Q
N
мдп
пов d + 2kT In — +
п}
808D
4e0zDNkT In
где срмдп — контактная разность потенциалов в МДП-струк-
туре; N — концентрация примеси в полупроводнике; щ —
концентрация электронов в собственном полупроводнике;
QnoB — эффективный поверхностный заряд, который
оказывает основное влияние на изменение £/Пор при облучении.
Известно [153], что
QnoB = Qnc + QDX/d,
где Qnc — заряд быстрых поверхностных состоянии у границы
121

раздела диэлектрик — полупроводник; QD — фиксированный
заряд в диэлектрике на расстоянии х от границы раздела
металл — диэлектрик.
Из приведенных выше формул следует, что изменение
В АХ МДП-транзисторов в результате облучения происходит в
основном вследствие изменения порогового напряжения и
удельной крутизны, что обусловлено накоплением
положительного заряда в объеме диэлектрика (Qd) и заряда БПС (Que)
на границе раздела диэлектрик — полупроводник. Знак заряда
Qnc определяется типом проводимости полупроводника.
Под влиянием большого положительного заряда Qd в я-ка-
нальных МДП-транзисторах на кремнии р-типа происходит
инверсия проводимости подложки, когда уровень Ферми
близок к зоне проводимости, т. е. БПС или нейтральны, или
заряжены отрицательно. Поэтому с ростом дозы облучения
увеличивается плотность БПС, т. е. величина отрицательного
заряда Qnc, который компенсирует положительный заряд QD.
В результате наблюдается обратный сдвиг ВАХ в сторону
положительных напряжений при Z)>105 рад. В р-канальных
МДП-транзисторах вследствие инверсии проводимости
подложки при облучении образуется положительный заряд БПС,
который суммируется с положительным зарядом в объеме
диэлектрика, что приводит к монотонному сдвигу ВАХ в
сторону отрицательных напряжений (рис. 5.10).
Изменение порогового напряжения МДП-транзистора при
облучении можно представить следующим образом:
Утр = (^пор)о + (АС/дорЬ + (АС/ПОр)пс, (5.22)
где (£/пор)о— значение порогового напряжения до облучения;
(AUnov)D — величина сдвига порогового напряжения вследствие
накопления заряда Qd в объеме диэлектрика; (Af/n0p)nc —
величина сдвига £/пор вследствие вклада БПС.
С учетом результатов работ [127, 128] имеем
|-1"оЧ7^^П<°- (5.23а)
а 2qiirg , Г 4ла1|{/81 тт
где рх = — 1/ ———; и0 — напряжение на диэлект-
d . V eD
рике; U0 = U3 — £/пз; Un3 — напряжение плоских зон, которое
характеризует влияние контактной разности потенциалов металл-
полупроводник, а также действие поля некоторого
положительного заряда, обычно существующего в диэлектрике еще до об-
122

лучения; аг и рх — константы, определяемые из
экспериментальных данных.
Сдвиг порогового напряжения при облучении,
обусловленный зарядом БПС, определяется по формуле [125]'
(At/„0p)no = QuJCd = q £^- , (5.24)
где CD — емкость диэлектрика; 8фо — интервал энергии, в
котором дают вклад БПС, от середины запрещенной зоны до
уровня Ферми в объеме полупроводника; Рпс — средняя
плотность поверхностных состояний, которая при облучении
определяется как [124]
Рпс = -^ (1- e~aD) + Рпс0 e~aD , (5.25)
Ат
где iVHco — начальная величина концентрации напряженных
связей; Рцсо — начальная величина концентрации плотности
БПС; Кт — постоянный коэффициент; а — коэффициент,
характеризующий скорость образования поверхностных
состояний:
а = . ***о*ов ^
где /Со, Ks — коэффициенты пропорциональности; то — время
жизни дырок в объеме полупроводника; б — эффективность
образования электронно-дырочных пар при облучении.
Удельная крутизна МДП-транзистора изменяется в
зависимости от дозы облучения следующим образом [154]:
V = (k'o - С)e-{D~D*)/D* + Сс, (5.26)
где k'0 — удельная крутизна до облучения; ^ас — значение
удельной крутизны при насыщении; D0 — значение
поглощенной дозы, при котором начинается изменение удельной
крутизны; DK — значение дозы, при котором крутизна при облучении
изменяется в е раз.
Изменение входного сопротивления МДП-транзистора пр-и
облучении определяется изменением проводимости
диэлектрика под затвором. При облучении быстрыми нейтронами
входное сопротивление описывается выражением [125]
где Кг — коэффициент, зависящий от электрического поля в
диэлектрике; Nod — концентрация электроактивных центров в
диэлектрике; Ки — коэффициент нарушений (для пленок Si02
jKh=(2...4).105cm-1).
123

Выходное сопротивление МДП-транзистора определим из
выражения [152]
В - d U 1 т /—qN
Авых — - — з/2 I/ —75 '
808D Z Unov ' V 2е08п
где 8П — диэлектрическая проницаемость полупроводника.
В результате изменения порогового напряжения при облучении
в соответствии с формулами (5.22) — (5.24) изменяется и
выходное сопротивление МДП-транзистора.
Токи утечки между истоком и стоком могут появляться при
облучении как я-, так и р-канальных МДП-транзисторов. Для
р-канальных транзисторов возникновение токов утечки
зависит от степени легирования р+-области стока [125]. При
концентрации примеси в ней меньше 1018 см-3 возможно
возникновение инверсного слоя, который соединяет я-область с
металлическим электродом стока, что является следствием
образования значительного положительного заряда в диэлектрике
при облучении. При концентрации акцепторов в р+-области,
превышающей 1019 см~3 (что характерно для большинства
МДП-транзисторов), инверсные слои не образуются и токи
утечки отсутствуют.
В я-канальных МДП-транзисторах положительный заряд
в объеме диэлектрика под затвором создает в
приповерхностной области полупроводника р-типа инверсный слой по всей
площади. Ток утечки при этом зависит от того, насколько
отрицательный заряд БПС компенсирует положительный заряд
в объеме диэлектрика. Если заряд БПС мал, то ток утечки в
канале транзистора возрастает при облучении. В случае
заметного увеличения плотности БПС ток утечки может
уменьшаться.
Быстродействие МОП-транзисторов при электронном
облучении (7?*=60 кэВ) исследовалось в работе [155]'. Измерялось
время включения £Вкл и выключения ^выкл при подаче
прямоугольных импульсов на ключевую схему, состоящую из р-ка-
нального МОП-транзистора и нагрузочного сопротивления.
Было установлено, что с возрастанием флюенса электронов до
1017 см~2 ^вкл увеличивалось в 1,5 раза, что обусловлено
увеличением порогового напряжения и снижением эффективной
подвижности в канале, так как время включения определяется
выражением [156]
/вкл = 0,68 UI fti [-(UB - £/Пор)/(1 +Ч) + Un]}.
Время выключения практически не изменилось при облучении
вплоть до Фе=5-1017 см-2. Это объясняется тем, что
формирование заднего фронта выходного сигнала обусловлено
параметрами нагрузочной цепи, которые слабо связаны с
параметрами МОП-транзистора.
124

Влияние облучения на шумовые свойства МДП-транзисто-
ров исследовано еще недостаточно. В работе [157]' было
установлено, что облучение быстрыми нейтронами (Фп =
= 1012...1013 см~"2, £п=14 МэВ) МДП-транзисторов с
диэлектриком Si3N4 приводит к увеличению в 3 раза выходного
шумового тока на частоте 1 кГц, что объясняется возникновением
радиационных дефектов, главным образом на границе раздела
полупроводник — диэлектрик. В работе [158] исследовалось
воздействие быстрых электронов (£е=24,8 МэВ) на МОП-
транзисторы. Было обнаружено пропорциональное
возрастание квадратичного шумового напряжения с ростом флюенса
электронов до 6-Ю15 см-2 во всем низкочастотном диапазоне
102... 105 Гц.
Источники шума в МДП-транзисторах — флуктуации
занятости быстрых поверхностных состояний, которые приводят
к модуляции проводимости канала [159]. На низких частотах
эта модуляция является основным эффектом, который
обусловливает спектральное распределение шумов по закону 1/f.
На высоких частотах преобладает тепловой шум, источник
которого — сопротивление канала и паразитные сопротивления
истока и стока. Для МДП-транзистора практически
справедлива следующая формула ВЧ-коэффициента шума [160]:
F=s l + Ai±-+Jk- (Gs+ gis)\
где G$ — проводимость истока; gu — выходная проводимость;
Rn — шумовое сопротивление, которое является функцией
крутизны (Rn—1/k'). В результате увеличения плотности БПС
при облучении снижается удельная крутизна и шум
возрастает.
Изменение сопротивления сток — исток играет
существенную роль при воздействии радиации на мощные
МОП-транзисторы [161, 162]. Сопротивление сток — исток
МОП-транзистора выражается как [162]
Rm= f- ^тРс, (5.27)
где Z и L — ширина и длина канала соответственно; С0 —
емкость на единицу площади окисла затвора; \х — подвижность
электронов в инверсном слое; .рс — удельное сопротивление
области стока; FT — коэффициент, зависящий от
геометрических размеров прибора. Первый член выражения (5.27) — это
сопротивление области канала, второй — сопротивление
области стока. Нейтронное облучение воздействует на удельное
сопротивление материала области стока. Эмпирическое выраже-
125

ние для удельного сопротивления в случае кремния я-типа
имеет следующий вид:
Рп = Ро ехр " , (5.28)
444 (л0)
где По — начальная концентрация примеси. Выражение (5.28)
показывает, что вторая часть формулы для сопротивления
сток — исток (5.27) увеличивается экспоненциально с ростом
Фп и тем больше, чем выше начальное сопротивление.
Экспериментальные результаты имеют хорошее качественное
совпадение с расчетными данными. Например, после облучения
мощного n-канального МОП-транзистора флюенсом нейтронов
1014 см~2 сопротивление сток — исток увеличилось почти в
13 раз, а сдвиг порогового напряжения при этом составил
около 2 В [162].
§ 5.4. ВЛИЯНИЕ УСЛОВИЙ ОБЛУЧЕНИЯ
НА РАДИАЦИОННУЮ СТОЙКОСТЬ
МДП-ТРАНЗИСТОРОВ
Опыт показывает, что радиационные эффекты
в МДП-приборах зависят от условий, в которых производится
облучение (вид, энергия, интенсивность и доза радиации, знак
и величина смещения, температура окружающей среды).
Авторы работы [139], сопоставив различные виды
радиации, предложили ионизационный механизм повреждения
МДП-структур и постулировали независимость величины и
характера радиационных нарушений от источника излучений.
Однако на практике это не всегда подтверждается. В работе
[163] исследовалось воздействие рентгеновских лучей, быст*
рых электронов с энергией 4 МэВ, а также гамма-нейтронного
излучения реактора на МОП-структуры. Было обнаружено,
что наибольший встроенный заряд образуется в слое БЮг в
случае реакторного облучения, причем отсутствует насыщение
величины заряда с ростом дозы. Этот эффект объясняется
тем, что нейтроны в отличие от других видов ионизирующей
радиации образуют новые дефекты в диэлектрике.
Режим смещения при облучении оказывает заметное
влияние на МДП-приборы. Заряд вводится в диэлектрик при
любой величине и знаке напряжения на затворе, но значение его
обычно намного больше при положительном смещении.
Величина заряда насыщения возрастает с увеличением напряжения
на затворе или линейно [126], или по закону ~UlJ2 [139], или
по более сложному закону [108].
В работе [164] было обнаружено, что условия смещения
стока и истока МОП-транзистора в процессе облучения так же
126

оказьщают заметное влияние на сдвиг порогового
напряжения, как и смещение затвора относительно подложки (рис.
5.11). Режимы 1 и 4 соответствуют включению транзисторов
в инверторах (НЕ). Режимы 2, 3 и 6 могут встречаться в
простых логических элементах (И—НЕ, ИЛИ—НЕ). Все 6
режимов возможны при использовании транзисторов в стробирую-
щих устройствах.
На рис. 5.12, а показаны изменения порогового
напряжения «-канальных МОП-транзисторов в зависимости от дозы
Вкл.
и
TJT
и = с = п
f
Выкл.
п
? Т Т
J
д
7
С
т
и
LQ 1Q
И | С И I с
°5
Рис. 5.11. Возможные режимы подачи смещения (1—6) на выводы МОП-
транзисторов: для я-канальных £/= + 10 В, для .^-канальных Z7=—10 В;
остальные выводы заземлены
гамма-излучения для различных режимов подачи смещения.
Наблюдается заметное различие при включенном и
выключенном состояниях транзисторов, т. е. при подаче смещения на
затвор и без него. Кроме того, во включенном состоянии режим
2 (сток и исток соединены с затвором) представляет
наихудший вариант, показывая сдвиг порогового напряжения почти
на 40% больше, чем при режиме 1 (сток и исток соединены с
подложкой). При этом максимальный сдвиг порогового
напряжения происходит для режима 2 при дозе 1 • 10б рад, а для
режима 1 —при дозе 3-Ю5 рад. Значительно меньше различие
между режимами подачи смещения для режима 6. На рис.
5.12, б показаны данные для р-канальных МОП-транзисторов.
Здесь нет такого резкого отличия для транзистора во
включенном состоянии, как у n-канального транзистора. Но
режим 2 и здесь является худшим вариантом. Режим 6 (сток и
исток при U=—10В) представляет наихудший вариант для
127

выключенного транзистора, показывая сдвиг порогового
напряжения почти на 20% больше, чем для режима 3 (все
выводы замкнуты между собой). Полученные результаты
объясняются тем, что электрическое поле в области окисла около
стока или истока будет различным в зависимости от того,
подано на них смещение относительно подложки или нет.
Поэтому можно полагать, что захват заряда в окисле вблизи истока
или стока будет отличаться при различных режимах подачи
смещения.
В работах [127, 165—169] сравнивалось воздействие
радиации на свойства МДП-приборов при низкой (77...90 К) и
комнатной температурах. В работе [127] исследовалось
воздействие гамма-излучения 60Со на р-канальные
МОП-транзисторы при 90 К. Было обнаружено, что как при отрицательном,
так и при положительном напряжении на затворе во время
облучения чувствительность транзисторов к радиации при
низкой температуре в несколько раз выше, чем при комнатной.
—^—^ ' ^ ' 1—
0 /О4 J W5 J /06Црад
Рис 5 12 Зависимости порогового напряжения /г-канальных (а) и р-ка-
нальных (б) МОП-транзисторов от дозы у-излучения при различных
режимах подачи смещения. Цифры соответствуют номеру режима на рис. 5.11
128

Этот факт объясняется возрастанием величины произведения
подвижности НЗ (электронов) на время жизни (|хт) в слое
окисла при низкой температуре. Несколько другие данные
были получены при воздействии рентгеновского излучения на
МОП-конденсаторы при 80 К [165]. Сдвиг напряжения
плоских зон вольт-фарадных характеристик при положительном
смещении в процессе облучения оказался больше при низкой
температуре, чем при комнатной. В случае же нулевого и
отрицательного смещений наблюдался обратный эффект.
Полученные результаты объясняются наличием дырочных ловушек,
которые накапливают дополнительный положительный заряд
при низкой температуре. Предполагаются также эффекты
эмиссии электронов и высвобождения захваченных дырок под
действием внешнего поля. В работе [166] также было
обнаружено, что облучение при температуре 77 К приводит к
встраиванию дополнительного положительного заряда в окисел
МОП-структур при положительном напряжении на затворе,
что объясняется более слабой эмиссией электронов из
кремния в Si02 при низкой температуре. Кроме того, при
низкотемпературном облучении не наблюдалось введения радиаци-
онно-индуцированных БПС, что обусловлено значительным
уменьшением коэффициента диффузии собственных дефектов
или подвижных ионов в-МОП-структурах. Обнаружено также
возрастание подвижности в инверсионных каналах МОП-
структур при температуре облучения 77 К, что связано с
равномерным распределением радиационных нарушений вдоль
канала, обусловливающим уменьшение флуктуации
поверхностного потенциала.
Облучение МОП-структур гамма-излучением [167, 168], а
также быстрыми электронами с энергией 12 МэВ [143, 169]
показало, что во всех случаях при температуре 77...80 К
радиационная стойкость приборов снижается по» сравнению с
облучением при комнатной температуре. При этом основной
причиной считается значительное уменьшение подвижности
дырок в Si02 с понижением температуры [144], что
способствует их активному захвату ловушками в окисле. При
комнатной температуре захватывается лишь часть генерированных
дырок, а остальные либо рекомбинируют с электронами, либо
выносятся за пределы окисла, как и электроны, под действием
приложенного электрического поля [168, 169]»
Влияние повышенной температуры облучения на свойства
МОП-приборов исследовалось лишь в ограниченном числе
работ [170—172]. В работе [170] отмечается снижение
величины встроенного заряда в окисле МОП-структур под действием
быстрых электронов с энергией 25 МэВ при температуре
398 К и положительном смещении затвора, что объясняется
нейтрализацией заряда у границы раздела Si—Si02 вследст-
129

вне эмиссии электронов из зоны проводимости кремния. В
работе [171] исследовалось влияние быстрых электронов с
энергией 2,5 и 15 МэВ на МОП-конденсаторы при
повышенной температуре (573 К). Было обнаружено, что для обеих
энергий электронов в диапазоне флюенсов 1012...1014 см-2
отсутствуют какие-либо изменения параметров МОП-структур
(напряжения плоских зон, скорости поверхностной генерации,
напряжения пробоя). В то же время в результате облучения
при комнатной температуре параметры структур заметно
изменились. Следовательно, при 573 К все радиационные
дефекты отжигаются в процессе облучения. В работе [172]
исследовалось воздействие гамма-излучения 60Со при температурах
293...573 К на электрические параметры структур Al—Si3N4—
—Si02—Si. Установлено, что в диапазоне температур 293...
...473 К радиационное изменение параметров не зависит от
температуры облучения, что обусловлено стабилизирующими
свойствами диэлектрического слоя Si3N4. При повышении
температуры до 573 К наблюдается снижение эффективной
подвижности НЗ в приповерхностном слое полупроводника,
что объясняется возрастанием рассеяния НЗ на неоднородно-
стях поверхностного потенциала на границе раздела Si—Si02,
которые усиливаются при комбинированном воздействии
радиации и повышенной температуры. Кроме того, при
температуре облучения 573 К уменьшается плотность радиационно-
индуцированного заряда в диэлектрике, что обусловлено
нейтрализацией дырок, захваченных в слое Si02, под действием
термополевой эмиссии электронов из кремния.
Влияние интенсивности (мощности дозы) ионизирующего
излучения на параметры МДП-приборов исследовалось в
ряде работ [173—179]. В работах [126, 139] установлена
независимость изменений параметров МОП-транзисторов от
мощности дозы гамма-излучения в диапазоне 102...1010 рад/с.
В других работах [173—175] наблюдалось ухудшение
характеристик МОП-транзисторов с ростом мощности дозы до
10'8...109 рад/с, что, в частности, связывалось с процессами
прохождения фототока в подложке приборов [173]. Было
установлено [176], что сдвиг порогового напряжения
МОП-транзистора при мощности дозы 3,7 рад/с в три раза меньше, чем
при 524 рад/с, что» объясняется эффектом долговременного
отжига, проявляющегося при длительном облучении с низкой
интенсивностью [177].
В работах [178, 179] исследовалось накопление заряда в
окисле МОП-структур при облучении электронами с энергией
4 МэВ и интенсивностью /e=10u...10u см^-с-1 (рис. 5.13).
Обнаружено уменьшение накопленного заряда при больших
интенсивностях (1013...1014 см-2-с-1), что объясняется
преобладанием процесса рекомбинации носителей, генерированных
130

радиацией, над процессами захвата дырок. Это является
результатом уменьшения среднего статистического расстояния
между носителями заряда до 3,97-10~8 см при /е=Ю14 см~2Х
Хс""1, что близко к среднему межатомному расстоянию в
Si02, равному 3,08-10~8 см, т. е. вероятность процессов
рекомбинации генерированных электронно-дырочных пар
должна заметно повыситься. Был проведен расчет [179] величины
положительного пространственного заряда в диэлектрике
МОП-структуры в
зависимости от интенсивности
электронного облучения в
диапазоне 10и...Ю14 см~2Х
Хс"1 при нулевом смещении
затвора и комнатной темпе-
Рис. 5.13. Относительное
изменение заряда, накопленного в
окисле МОП-структуры, в
зависимости от интенсивности электронного
облучения: точки — эксперимент,
линия — расчет
W13 fe.crfc1
ратуре. Исходные предпосылки были взяты из работы [129]'.
Допуская, что характеристическая ширина области
накопления объемного заряда х® не зависит от времени, а сам заряд
Q распределен экспоненциально, имеем1
Q = Q. [1 - ехр (- t/%% (5.29)
где Qs — значение объемного заряда в насыщении; Qs = -;
4шс0
%' = Qsd/UBq\mCT\ \х — подвижность носителей; пст —-
стационарное значение концентрации электронов, определяемое как
"ст = te/Yi)1/1, (5.30)
где g — скорость генерации электронно-дырочных пар; yi—
коэффициент рекомбинации пар. Полагая, что скорость
генерации электронно-дырочных пар прямо пропорциональна
интенсивности облучения U, получим
g = goIe> (5.31)
t = Фе//е, (5.32)
где go—коэффициент пропорциональности. Подставим (5.30) —
(5.32) в (5.29) и после преобразований получим
(5.33)
Q/Qs= 1-ехр(-Л1/Г1/1,
131

где
Al= 4nS»X° рЦ1/2Фв. (5.33a)
При расчете положительного пространственного заряда в
диэлектрике по формулам (5.33) и (5.33а) были использованы
взятые из работы j[129] следующие значения: jx=l-10-6
см2/В-с; л:0 = 2.10-6см; vi = 1,2-10-6cm-3.c; go=l,3-104 смг1, а
также данные из работы [179]: d—2,6-КН см; фе = 4Х
Х1014см~2. Расчетная зависимость Q/Qs(Ie) показана на
рис. 5. 13 сплошной линией. Наблюдается удовлетворительное
согласие расчета и эксперимента.
Влияние энергии гамма-излучения на свойства
МОП-структур исследовалось в работе [180] в диапазоне от 70 эВ до
1,25 МэВ. Было установлено, что излучение с энергией 70 эВ
вызывает такой же сдвиг напряжения плоских зон вольт-фа-
радных характеристик МОП-структур, как и излучение с
энергией 1,25 МэВ. В области энергии гамма-квантов 1,49 кэВ
наблюдается минимальное изменение характеристик структур,
составляющее 1/3 изменений при воздействии излучения
60Со (1,25 МэВ). Полученные результаты объясняются в
рамках модели рекомбинации электронно-дырочных пар в Si02
[181]. Так, при низких энергиях квантов (^ 100 эВ), а также
при высоких энергиях (^ 100 кэВ) электронно-дырочные
пары оказываются пространственно изолированными, что
приводит в конечном счете к аналогичным изменениям
характеристик МОП-структур при низких и высоких энергиях гамма-
излучения.
Вопрос влияния энергии электронного излучения
на-свойства МОП-структур рассматривался более широко. В работе
[182] было обнаружено, что снижение энергии электронов от
1 МэВ до 125 кэВ в несколько раз увеличивает накопленный
заряд в МОП-конденсаторах. Этот результат объяснялся
увеличением эффективности ионизации диэлектрической пленки
с понижением энергии электронного пучка для данного
энергетического диапазона. В работе [183] изучалось накопление
положительного заряда в окисле МОП-структур в зависимости
от энергии электронов (от 3 кэВ до 1 МэВ) для различных
толщин диэлектрика. Было обнаружено, что для каждого
значения толщины окисла накопленный заряд возрастает с
увеличением энергии электронов до некоторой величины £"тах.
Дальнейшее увеличение энергии электронов приводит к
уменьшению накопленного заряда. Например, для образцов с
пленкой Si02 толщиной 0,5 мкм заряд достигал максимального
значения при £'тах=10 кэВ. Полученные данные объясняются
тем, что энергии электронов, которые дают максимальные
энергетические потери на границе раздела Si—Si02, соответ-
132

ствуют £max Для каждой толщины окисла. В работе [184]
проводился расчет удельных энергетических потерь и
поглощенной дозы в пленке Si02 для электронного излучения с
энергией от 1 кэВ до 10 МэВ. Предполагалось, что изменение свойств
приборов на основе Si02 связано только с ионизацией в слое
окисла. В зависимости от энергии электронов и толщины
окисла могут иметь место три случая: 1) электроны полностью
задерживаются в окисле; 2) электроны теряют большую часть
своей энергии в окисле, т. е. толщина Si02 хотя и меньше, но
сравнима с пробегом электронов; 3)электроны проходят через
окисел без существенных потерь энергии, т. е. толщина Si02
значительно меньше пробега электронов.
Для пленки Si02 толщиной 1 мкм электроны с £е^1,ЗХ
Х10-2 МэВ полностью задерживаются окислом, т. е. можно
легко провести расчет поглощенной дозы. Для случаев 2 и 3
необходимо определить зависимость средних удельных
энергетических потерь (—dE/dx) электронов на ионизацию в Si02
от энергии электронов. Тормозная способность электрона
быстро падает с увеличением энергии вследствие уменьшения
времени взаимодействия электрона с атомом. При энергии Е=
= тс2= 1,022 МэВ (энергии покоя электрона) потери
становятся минимальными и дальнейшее возрастание энергии
электрона сопровождается слабым подъемом (—dE/dx) по
логарифмическому закону вследствие релятивистской деформации
электромагнитного поля быстрого электрона и большего
вклада в торможение далеких соударений. Однако при энергии
электрона Ее^0,5 МэВ становится заметным эффект
плотности, при котором электрическое поле падающего электрона
поляризует близко расположенные к нему атомы, что приводит
к ослаблению поля при далеких соударениях и, следовательно,
к уменьшению потерь энергии электрона на ионизацию [21].
Этот эффект сильно зависит от плотности вещества и в случае
Si02 составляет 10...15% при £"6=10 МэВ [184]. Кроме того,
при больших энергиях электрона значительная часть
энергетических потерь расходуется на тормозное излучение (при Ее=
= 10 МэВ на этот эффект в Si02 расходуется ~15% энергии,
потерянной электроном). Поглощенная доза при высокой
энергии электронов определялась как произведение удельных
энергетических потерь на толщину окисла. При этом потери
энергии электрона на тормозное излучение не учитывались в
тонком слое окисла. В результате было установлено, что в
области энергий электронов 0,5...5,0 МэВ поглощенная доза в
Si02 примерно постоянна и составляет 3 • 10-8 рад для Фе =
= 1 СМ""2.
В работе [185] было установлено, что с ростом энергии
быстрых электронов от 5 до 25 МэВ происходит увеличение
накопленного заряда в диэлектрике (Si02 или Si3N4) МДП-
133

структур. Был также проведен соответствующий
аналитический расчет удельных энергетических потерь, поглощенной
дозы и накопленного заряда в диэлектрических пленках SiOs и
Si3N4 в зависимости от энергии быстрых электронов в
диапазоне от 2 до 30 МэВ. Средние удельные энергетические потери
электронов на ионизацию в диэлектрике рассчитывались по
формуле [21]
^ dx Лен mv* [ /1(1-р2) J
где q и v — заряд и скорость электрона; т — масса покоя
электрона; $ = v/c; с — скорость света; Ne — плотность
электронов в поглощенном веществе; /р — средний потенциал
возбуждения вещества; б — поправка на эффект плотности; w0—
максимальная энергия, передаваемая вторичным электронам,
пробег которых укладывается в объеме диэлектрика. При
больших энергиях электронов (Ее>Ъ МэВ) следует учитывать
энергетические потери электронов в диэлектрике на тормозное
излучение, так как установлено [186], что наибольшая часть
излучения генерируется в передних слоях мишени. С учетом
толщины диэлектрика d энергетические потери на тормозное
излучение определяются выражением
(AE)R = К*А{Ее — тс*)/тс\
где Км — коэффициент вероятности излучения, величина
которого изменяется от 0,6 до 0,9 в диапазоне энергии электронов
£е=2...30МэВ.
Для расчета поглощенной дозы в слое диэлектрика,
обусловленной единичным флюенсом Фе=1 см~2, использовалось
выражение [187]
D = АЕ/Ат,
где АЕ— энергия, отданная ионизирующим излучением в
элементе объема вещества массой Am.
Общий эффективный заряд, созданный облучением в
диэлектрике, определяется выражением [188]
1 d
AQ = Г #Др' (х) dx,
d $
где х — пространственная координата;
Др'00—распределение плотности заряда в диэлектрике. Если рассматривать
среднюю плотность заряда Др', наведенного в диэлектрике при
электронном облучении флюенсом Фе> то
. , л> qQ>ed ( dE
Др' = Л0 ч е '
dx
общ
134

где wn — энергия образования электронно-дырочной пары;
для Si02 ауп=18 эВ [141]; для Si3N4 получим wn=l2 эВ, если
взять такое же отношение wn/AEif как и для Si02 (Д£г—
ширина запрещенной зоны диэлектрика); А '0 — постоянный
коэффициент, учитывающий процессы рекомбинации и захвата
носителей заряда, созданных облучением в диэлектрике, а
также влияние металлического электрода. На рис. 5.14
показаны расчетные значения плотности эффективного заряда ди-
aQW?\ т I
Кп/гнЦ 1 Т
Рис. 5.14. Изменение плотности
эффективного заряда
диэлектрика в зависимости от энергии
электронов для структур А1 —
Si3N4—Si (1) и Al—Si02-Si
(2): точки — эксперимент,
линии — расчет
О 5 10 15 20 25 £е,Мзд
электрика, созданного облучением (Фе=Ь1014 см-2), в
зависимости от энергии электронов для структур Al—SiCb—Si и
Al—Si3N4—Si. На этом же рисунке представлены
экспериментальные зависимости AQ(Ee). Как видно, в
рассматриваемом диапазоне энергий электронов экспериментальные и
расчетные данные согласуются в пределах погрешности
измерений.
§ 5.5. ВОССТАНОВЛЕНИЕ
ХАРАКТЕРИСТИК МДП-ПРИБОРОВ
ПОСЛЕ ОБЛУЧЕНИЯ
В ряде работ [189—193] исследовался
изотермический и изохронный отжиг МОП-транзисторов,
облученных при комнатной температуре. Было показано, что
наибольшее восстановление характеристик приборов происходит в
диапазоне 423...523 К, а весь наведенный радиацией заряд в
окисле отжигается при 573...623 К в течение 30 мин. В работе
[190] было обнаружено, что легирование пленок хромом
повышало необходимую температуру отжига до 623...673 К и
интервал времени до нескольких часов.
Эксперименты по низкотемпературному изохронному
отжигу МОП-транзисторов, облученных рентгеновскими и
гамма-лучами при 80...90 К [127, 165], показали, что подъем
температуры от 80 до 300 К не приводит к полному отжигу всего
заряда окисла, и при комнатной температуре еще остается
~20% неотожженных дефектов.
w
//
08
0.6
135

В работе [189] отжиг положительного заряда в окисле
объясняется переходом электронов из свободной зоны кремния
через потенциальный барьер на границе раздела Si—БЮг и
нейтрализацией положительно заряженных ловушек в SiC^.
Существует спектр энергии активации отжига, что
обусловлено пространственным распределением ловушек в слое окисла,
а максимумы этого спектра соответствуют'энергетическому
положению уровней ловушек в Si02 относительно края зоны
проводимости кремния. Согласно работам [189, 191], спектр
энергии активации для случая облучения при комнатной
температуре довольно широк (~1,0 эВ) и имеет максимум в области
0,9...1,0 эВ. По данным работы [192] изохронный отжиг
образцов, 'облученных при 79 К, дает максимум спектра энергии
активации на 0,80+0,15 эВ выше края зоны проводимости
кремния. При легировании окисла хромом [190] максимум спектра
энергии активации отжига смещается до 1,2 эВ, что связано с
изменением природы радиационных дефектов в Si02.
В работе [193] был изучен изохронный отжиг
МОП-структур с термической пленкой Si02 после гамма-облучения дозой
3-Ю6 рад. Обнаружено уменьшение плотности поверхностных
состояний ниже исходных значений (в 3 раза) при
температурах отжига не менее 523 К (до облучения структуры
отжигались при 673 К в течение 1 ч в среде сухого азота).
Полученные результаты объясняются выделением атомарного
водорода в двуокиси кремния при жестком облучении и
последующим взаимодействием его при отжиге с дефектами границы
раздела Si—Si02 [194]. Тогда эти дефекты переводятся в
электрически неактивное состояние.
В ряде работ [195—197] исследовался так называемый
быстрый отжиг МОП-приборов, т. е. восстановление
характеристик в течение небольшого промежутка времени после
облучения. Например, в работе [196] эксперименты проводились с
МОП-конденсаторами, облученными на линейном ускорителе
электронами с энергией 13 МэВ импульсом длительностью
4 мкс дозой 2-104 рад при температуре 79 К (рис. 5.15).
Установлено, что при этой температуре отжиг практически не
наблюдался. Отжиг во времени до 800 с начинает становиться
заметным при достижении температуры около 130 К, а при
температуре 300 К в значительной степени происходит уже за
0,1 мс. «Быстрый» отжиг характеристик МОП-структур после
воздействия импульса радиации объясняется переносом
генерированных облучением дырок к поверхности раздела Si02—
Si. Большая часть дырок проходит к поверхности раздела
за время, меньшее 1 с. Определенная часть дырок проходит и
в более позднее время, особенно при низких напряженностях
поля в диэлектрике, меньших 106 В/см. Когда дырки достигнут
поверхности раздела, некоторый процент их захватывается и
136

впоследствии отжигается. Возможно также образование
вызванных радиацией промежуточных состояний и поперечных
неоднородности, устраняющихся при длительном отжиге.
В работах [198—200] предлагается способ для устранения
фиксированного заряда в диэлектрике и быстрых
поверхностных состояний, возникающих при обработке МДП-структур
(при ионной имплантации, электронной обработке).
Предложено подвергать структуры действию симметричного ВЫСОКО-
44
£/"1
--з
0,6
0,6
0,4
0,2
О
3DD DD g раа D DD ЙП ПП □□ /
/ ^ ~- Л u л
о
А 2
<>oovv
! <*><><>
ЛР
to'3 ю~: ю'1 ю° ю1 юг ю5 ttc
Рис. 5.15. Зависимость напряжения плоских зон МОП-структур при
различных температурах от времени после электронного облучения: 1 — 79, 2 —
132, 5—149, 4—169, 5—186, 5 — 204, 7 — 225, 5 — 248, 9 — 275, 10 —
300 К
частотного (13,56 МГц) электромагнитного поля,
направленного перпендикулярно плоскости структур, в нейтральной
среде при пониженном давлении. В результате ВЧ-отжига (30
мин, мощность 500 Вт) в структурах Al—Si3N4—Si02—Si
удаляются не только все радиационно-индуцированные
заряженные центры, но и существовавшие до облучения
поверхностные состояния. При этом структуры нагреваются до
температур не более 613 К. ВЧ-отжиг оказался более эффективным,
чем термический, так как при отжиге в нейтральной среде и
температуре 723 К в течение 30 мин остается еще достаточное
количество заряженных центров в МДП-структурах.
Качественно механизм ВЧ отжига объясняется следующим
образом [198]. В процессе отжига на пластину с МДП-струк-
турой воздействует плазма низкого давления и симметричное
ВЧ-поле. Некоторые энергичные частицы (фотоны, электроны)
в плазме генерируют электронно-дырочные пары в МДП-
структуре, которые движутся в колебательном режиме под
влиянием ВЧ-поля. Большинство электронно-дырочных пар
рекомбинирует, но движение свободных носителей увеличивает
вероятность нейтрализации центров захвата в диэлектрике.
137

Свободные носители могут передать энергию и импульс
решетке кристалла и дефектным центрам путем рассеяния, приводя
к возрастанию колебаний решетки. Кроме того, электрическое
поле стремится более сильно взаимодействовать с дефектными
центрами и нарушенными связями, вызывая локальные
смещения решетки. В результате решетка стремится занять
состояние с минимальной энергией, что является структурой е
более упорядоченными связями. Таким образом удаляются
поверхностные состояния, которые в основном обусловлены
разупорядоченными связями на границе раздела Si—SiC>2.
Восстановление характеристик облученных МДП-приборов
с помощью различных видов отжига представляет
практический интерес для увеличения длительности работы приборов
в условиях действия проникающей радиации. Кроме того,
исследование отжига облученных МДП-структур позволяет
получить дополнительные сведения о природе радиационных
нарушений в этих структурах.

Глава 6
ВЛИЯНИЕ ИОНИЗИРУЮЩЕЙ
РАДИАЦИИ НА МДП
ИНТЕГРАЛЬНЫЕ МИКРОСХЕМЫ
Интегральные микросхемы на основе МДП-
транзисторов широко применяются при создании
запоминающих устройств, микропроцессоров, электронных
калькуляторов, медицинской электроники и др. Использование этих
приборов в аппаратуре для космических исследований, а также в
устройствах автоматики и управления ядерными
энергетическими установками делает актуальной проблему исследования
радиационных эффектов в МДП ИМС.
§ 6.1. ИЗМЕНЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ
ЛОГИЧЕСКИХ МДП ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ
НА НИХ РАДИАЦИИ
Существуют различные виды МДП ИМС.
Логические ИМС на МДП-транзисторах с одним типом
проводимости канала обычно содержат два элемента: управляющий
МДП-транзистор и нагрузку. В схемах чаще всего
используются транзисторы с индуцированными каналами я- или р-ти-
па. Довольно распространенными и самыми простыми по
технологии изготовления являются схемы на МДП-транзисторах
с нелинейной нагрузкой в виде МДП-транзистор а с
индуцированным каналом.
Наиболее чувствительны к облучению ИМС на
«-канальных МДП-транзисторах, так как у них наименьшее допустимое
пороговое напряжение. При этом отказы микропроцессоров,
статических и динамических ЗУ возникают в диапазоне 7-102...
...7-103рад (Si) [201].
Самые перспективные логические интегральные
микросхемы на МДП-транзисторах — это схемы на комплементарных
транзисторах с индуцированными каналами (КМДП ИМС).
Для них характерно малое потребление мощности в
статическом режиме, которая не превышает единиц микроватт;
относительно высокое быстродействие; повышенная
помехоустойчивость и достаточно большая нагрузочная способность [152,.
202]. КМДП ИМС могут работать при напряжении питания
139

1,5...18,0 В [203] и применяются в микромощных цифровых
устройствах с автономным питанием. Их можно использовать
для аппаратуры, предназначенной для длительных
космических полетов [204], а к такой аппаратуре предъявляются
требования повышенной надежности и радиационной стойкости.
В последние годы широкое распространение получили КМДП
а д
Y=X
п.
Г4
*2
*1
<&{
тз
-tffe-1 —
TZi
Y'Xr+X2
1
_L
h
Г4
ФЦ
i^m
T1
Ш
Y-XfXz
-1- С
Рис. 6.1. Схемы на КМДП-транзисторах: а —< НЕ; б —ИЛИ—НЕ-
б —И—НЕ
ИМС серии CD 4000 фирмы RCA, которые выдерживают дозу
облучения ~105рад (Si) [205].
Рассмотрим кратко принцип работы ИМС на
комплементарных МДП-транзисторах [202]. Схема логического
элемента НЕ (инвертора) на КМДП-транзисторах построена так,
что транзистор с каналом я-типа подключен к нулевому
потенциалу (к земле), транзистор с каналом р-типа — к
положительному источнику питания (рис. 6.1, а). Такая схема
обеспечивает работу в режиме положительной логики, т. е.
выходному напряжению «0» соответствует низкий уровень сигнала,
а выходному напряжению «1» — высокий. В этом режиме
работают наиболее широко применяемые серии КМОП схем
(статические, квазистатические и динамические).
К простейшим статическим логическим схемам относятся
140

схемы ИЛИ—НЕ, И—НЕ на КМДП-транзисторах (рис,. 6.1,
б, в соответственно). В этих схемах для реализации функции
ИЛИ—НЕ используются параллельное включение МДП-
транзисторов с каналом л-типа и последовательное включение
транзисторов с каналом р-типа. Кроме того, каждый
из входных транзисторов с каналом м-типа связан по
затвору с р-канальным транзистором. Для реализации
функции И—НЕ параллельно включаются р-канальные
транзисторы и последовательно транзисторы с каналом п-типа.
При подаче на вход Хх схемы ИЛИ—НЕ сигнала,
соответствующего уровню логической «1», откроется транзистор Т1 и
закроется Т4. В результате на выходе схемы формируется
уровень логического «О». При подаче на оба входа Х\ и Х2
сигнала логического «О» транзисторы Т1 и Т2 закрываются, но
открываются транзисторы ТЗ и Т4, в результате чего на выходе
схемы напряжение будет соответствовать уровню «1»,
близкому к напряжению питания Еп. Перезаряд емкости нагрузки
Сн всегда осуществляется через открытый транзистор с
каналом /г- или р-типа, что увеличивает быстродействие схемы. Для
уменьшения мощности, потребляемой в динамическом режиме,
необходимо уменьшать емкость нагрузки Сн. Минимальное
напряжение питания схемы на КМДП-транзисторах
определяется пороговым напряжением р-канального транзистора
£Люр(р), так как оно больше, чем пороговое напряжение
«-канального транзистора £/Пор(п). Напряжение питания
выбирается большим, чем £Люр(р). Это обеспечивает схеме на КМДП-
транзисторах высокую помехоустойчивость и хорошее
быстродействие.
Рассмотрим приближенные аналитические выражения для
расчета основных параметров КМДП логических элементов
[152, 206]. Выходные напряжения логической «1» и
логического «0» соответственно определяются как
ивЫх = Ьп /1 (/оп> *ор»> "yn> Rjph (k»l)
Ь'вых = / 2 (Am» М)Р> ^yn> Ryp)> (6«^)
где Ец — напряжение питания ИМС; fi и f2 — функции,
зависящие от остаточных токов в стоковой цепи /on, hp в п- и р-
канальных транзисторах, а также от сопротивлений утечки
между стоком и истоком i?yn, Ryv [152].
В идеализированном случае ion = /0Р = 0; RYn = R7P = оо,
тогда имеем
иЪ***Еп, (6.1а)
г/в°ых ^ 0. (6.2а)
Средний порог переключения определяется выражением
141

kplmk'n (£„ — t/n0p(p))]/(l + /" Лр/mfte ),
(6.3)
где &„, &р — удельная крутизна я- и р-канальных транзисторов;
m— число входов ИМС.
Ток потребления 1п течет через схему тольжГво~время ее
переключения, т. е. при входных напряжениях С/ПОр(п) < £/вх <
<С (Еп — t/nop(p))> и его максимальная величина определяется
выражением
/шшах) -0,5^рп-(/пор(п) - f/n0p(P))/(l +l/l + ^/m^)]2.
(6.4)
Средняя мощность, потребляемая в динамическом режиме,
определяется как
Рд = /пСпЙ, (6.5)
где /п — рабочая частота переключения; Си — общая
паразитная емкость.
В статическом режиме мощность не потребляется:
PCT=0,5£n(/i + /S) =0, (6.6)
так как /i = /° = 0.
Помехоустойчивость, т. е. максимальная допустимая
величина положительной или отрицательной потенциальной
помехи, не вызывающей сбоя в логической ИМС, определяется
выражениями
UliOM = Un^ ^пор(п)> (6-7)
и^ом = Еи — Uu^En — £/Пор(р)- (6.8)
Времена задержки включения^'0) и выключения (t^1)
описываются следующими выражениями:
tli0 = %п (Еп- Un)l(Еи- t/TOp(n)) m, (6.9)
tff l = ъиР/(Еп - ^пор(Р)), (6Л0)
где
rn=2C1Jkn{En-UWDm)9 (6.11)
rp = - 2Cn/^ (£n - t/nop(p)). (6.12)
Время средней задержки тогда определяется как
t3= 0,5 (Й-° +4°л). (6.13)
Из формул (6.1) — (6.13) следует, что основные параметры
КМДП ИМС зависят прежде всего от значений порогового на-
142

пряжения и удельной крутизны п- и р-канальных МДП-тран-
зисторов, входящих в состав ИМС. Поэтому для того чтобы
оценить изменения параметров КМДП ИМС при воздействии
радиации, необходимо в выражения (6.1) — (6.13) подставить
формулы (5.22) — (5.26), описывающие изменения порогового
напряжения и удельной крутизны в зависимости от дозы
облучения.
Авторы работы [207] установили, что входное напряжение
£/вх (относительно земли), связанное с появлением тока по-
Рис. 6.2. Влияние гамма-излучения на передаточные характеристики (1—3)
и ток потребления (1'—Зг) КМОП-инверторов при подаче на вход +10 В:
I V — Д7=0; 2, 2' — 105; 3, 3'— 10б рад
требления, соответствует пороговому напряжению м-канально-
го транзистора. Аналогично входное напряжение
(относительно напряжения питания), связанное с прекращением In,
соответствует пороговому напряжению р-канального прибора.
Из рис. 6.2 видно, что в данном случае изменения
характеристик КМОП-инвертора при облучении обусловлено в основном
сдвигом порогового напряжения я-канального транзистора в
область обеднения.
В работе [208] было обобщено большое количество
экспериментальных данных, на основании которых сформулировано
четыре основных вида отказов КМОП-инверторов при
облучении:
1) нарушения в переключении состояний, когда значение
t/вых остается постоянным независимо от величины £/вх в
связи с тем, что я-канальный транзистор остается включенным
при нулевом входном напряжении;
2) уменьшение быстродействия в связи с увеличением
времени задержки (это происходит, когда пороговое напряжение
л-канального транзистора сдвигается к более положительным
значениям, а пороговое напряжение р-канального транзисто-
143

pa — к более отрицательным значениям, что приводит к
увеличению эффективного сопротивления канала при
определенном входном напряжении и способствует увеличению времени,
необходимого для зарядки и разрядки какой-либо емкости на
выходе схемы);
3) увеличение токов утечки, когда пороговое напряжение
я-канальных транзисторов становится отрицательным (при
этом возникают большие потери потребляемой мощности в
статическом режиме);
4) снижение помехоустойчивости, когда в результате
облучения уменьшается входное напряжение, необходимое для
переключения схемы, вследствие чего снижается амплитуда
напряжения помехи, которую может выдержать ИМС без
переключения. Отметим, что это происходит только в схемах,
которые переключаются подачей положительного относительно
земли входного напряжения. В схемах, где выход обычно
имеет низкий уровень и переключение происходит в результате
снижения входного напряжения с высокого уровня на низкий,
помехоустойчивость увеличивается.
Все виды отказов КМОП ИМС можно объяснить
изменениями пороговых напряжений и поверхностной подвижности
п- и р-канальных транзисторов. Виды отказов 1), 3) и 4)
обычно преобладают, когда включаются /г-канальные
МОП-транзисторы при облучении вследствие больших отрицательных
сдвигов пороговых напряжений. Когда при облучении
включаются р-канальные транзисторы, становится основным вид
отказа 2) в связи с увеличением сопротивления канала обоих
приборов.
КМОП-инвертор (элемент НЕ) является простейшей
логической схемой, поэтому результаты испытаний инверторов на
радиационную стойкость нельзя однозначно переносить на
более сложные схемы. Например, было установлено [208], что
отрицательный сдвиг порогового напряжения я-канального
транзистора при облучении вызывает больший эффект в
схемах ИЛИ—НЕ, чем в схемах И—НЕ. Это обусловлено
параллельным соединением я-канальных транзисторов в схемах
ИЛИ—НЕ (рис. 6.1, б). Тогда утечки в я-канальных
транзисторах (нулевое входное напряжение) вызовут уменьшение
выходного напряжения. В логическом элементе И—НЕ я-ка-
нальные транзисторы соединены последовательно (рис. 6.1, в),
поэтому снижение сопротивления я-каналов менее заметно.
Кроме того, в схемах ИЛИ—НЕ больше влияют на их
характеристики сдвиги пороговых напряжений р-канальных
транзисторов.
Радиационная стойкость КМОП ИМС, как видно из рис.
6.3, в несколько раз выше в случае напряжения питания 10 В
по сравнению с облучением при 5 В. При этом наименьшие из-
144

менения времени задержки наблюдаются у логических
элементов НЕ, а максимальные —у элементов 2И—НЕ [209].
Электрический режим работы МДП ИМС оказывает
заметное влияние на их радиационную стойкость, поскольку
сдвиг порогового напряжения составляющих МДП-транзисто-
ров сильно зависит от смещения при облучении. Этот эффект
иллюстрирует рис. 6.4, из которого видно, что при
динамическом режиме в процессе облучения характеристики ИМС из-
63,нс
50
40
30
10
10
0 v Wu W5 д^йЬ
Рис. 6.3. Зависимость времени задержки различных КМОП ИМС от дозы
гамма-излучения 60Со: 1 — схема 2И—НЕ (£П=5В); 2 — 2ИЛИ—НЕ C5BV
5-2И-НЕ (10В); 4-2ИЛИ-НЕ (10В); 5-НЕ (10В); 5-НЕ (5В)
меняются гораздо меньше, чем при статическом Аналогичные
зависимости были получены и для других параметров КМОП-
счетчика: максимальной рабочей частоты, тока потребления и
выходной вольт-амперной характеристики [100].
Причины и виды отказов определяются смещениями в
микросхеме и характером ее работы во время облучения.
Рассмотрим работу статических запоминающих устройств с
произвольной выборкой (ЗУПВ) на основе /г-канальных
МОП-транзисторов [210, 211]. Они выполнены на шеститранзисторных
запоминающих элементах (рис. 6.5). Для повышения
быстродействия триггерного запоминающего элемента с перекрестными
связями использованы обедненные нагрузочные
МОП-транзисторы. Предположим, что в узле В запоминающего элемента
установлен высокий потенциал, тогда на затворе
обогащенного переключательного транзистора Т1 постоянно будет
держаться положительное смещение относительно его истока,
стока и канала, а для транзистора Т2 смещение затвор — исток
будет примерно равно нулю. Если запоминающий элемент
находится в таком состоянии во время облучения, то пороговое
напряжение транзистора Т1 будет изменяться существенно
быстрее, чем транзистора Т2, в связи с положительным
смещением на затворе Т1. Отказ происходит, когда
увеличившийся в достаточной степени сдвиг порогового напряжения
транзистора Т1 приведет к утечке тока через прибор, сохраняющей-
_А _
145

ся даже при нулевом напряжении на затворе, так что в
элемент уже нельзя будет записать произвольное данное. В
результате прибор не будет в состоянии принимать новую
информацию, потому что в узле А всегда будет устанавливаться
логический «О». Если же в процессе облучения записанный код
все время меняется, то сдвиги пороговых напряжений
транзисторов Т1 и Т2 будут одинаковы, так что матрица памяти
откажет только после получения дозы, превышающей в два
г
Рис. 6.4. Зависимость
минимального напряжения питания,
необходимого для работы на частоте
1 кГц КМОП ИМС типа CD4024,
от дозы гамма-излучения при двух
„ электрических режимах: ] — ста-
" W5 /О4- JO5 W6 Л^рад тический, 2 — динамический
раза дозу отказа в предыдущем случае с хранением
постоянной информации. Следовательно, испытанию на наихудший
случай соответствует такой режим работы ЗУПВ, когда за
весь период облучения записанная информация остается
неизменной.
Было установлено, что статические ЗУПВ модели 2147Н на
я-канальных МОП-транзисторах могут в среднем выдерживать
до выхода из строя дозу гамма-излучения 1,4 • 104 рад, что
обусловлено применением специальной технологии [211].
Анализ видов и характера отказов в статических ЗУПВ может
быть использован и для других приборов, в которых
применяются аналогичные схемы. Он показывает, что эти отказы в
основном связаны со сдвигом пороговых напряжений
обогащенных МОП-транзисторов.
Испытания я-МОП-микропроцессоров типа 8086 при таких
же условиях, что и az-МОП статических ЗУПВ 2147Н,
показали, что данные микропроцессоры обладают сравнимой
радиационной стойкостью: (0,9...1,6) -104 рад [212]. Анализ
выходных данных при отказе микропроцессоров 8086 в результате
облучения показал, что 70% отказов обусловлено
нарушениями в работе счетчика команд или блока прерывания.
Примерно 20% нарушений функционирования связано с ошибками в
выполнении команд, а источники оставшихся 10% отказов не
были точно установлены.
В работе [213] приводятся результаты исследований
влияния гамма-излучения 60Со на характеристики статического
146

ЗУПВ типа SR 2256 емкостью 256 бит, построенного на
МНОП-транзисторах (со структурой металл — Si3N4—Si02—
Si), а также р-канальных МОП-транзисторах обогащенного
типа. Испытания проводились при трех различных режимах.
В режиме записи и считывания ЗУПВ непрерывно совершало
циклы по всем рабочим режимам с максимальной скоростью
при облучении. В режиме ожидания прибор облучался только
в состоянии паузы или ожидания. В пассивном режиме ЗУ об-
£п(*5В)
I
Ж
И
стропи
ш.
Нагрузки
а
Лейая
разрядная
линия
Т1
м
Щг *
'ядная
линия
—~L
Рис. 6.5. Типовой элемент статического ЗУПВ на 6
транзисторах
«-канальных МОП-
лучалось при отключенном питании. С ростом дозы облучения
увеличение времени выборки оказалось практически
одинаковым при записи — считывании и режиме ожидания (рис. 6.6).
Более заметное возрастание величины tB наблюдается при
больших дозах облучения в пассивном режиме. Было
установлено, что в ЗУПВ изменения цикла записи начинали
происходить при D7 = 2-105 рад, а потеря информации —при
Dv = 3-105 рад. Оказалось, что основной причиной отказов был
сдвиг на 1,5...2,7 В порогового напряжения р-канальных МОП-
транзисторов в буферных схемах, тогда как МНОП-транзисто-
ры в запоминающих элементах функционировали нормально
при данных дозах радиации.
Отметим, что в общем случае в статических ЗУ время
выборки tB — интервал времени между моментом подачи
сигнала выборки и появлением информации на выходе
микросхемы— определяется быстродействием различных
составляющих блоков [206]:
^в = ^зб + ^зд + ^зус + *ззэ>
где *8б, tm /зус, '»» — задержки сигналов, вносимые входными
147

буферными схемами, дешифратором, разрядным усилителем и
запоминающими элементами соответственно. Отсюда следует,
что общая реакция ЗУ на облучение определяется
радиационной чувствительностью элементов накопителя информации и
схемы обслуживания.
В работе [214] описаны результаты радиационных
испытаний микропроцессора типа 1802 с замкнутой КМОП логикой
к повышенной устойчивостью к облучению. Одним из важней-
о
ч.
МКС
3.0
2.2
ГАъ — . -
W* J ю* Jtypad
Рис. 6;6. Зависимость времени выборки ЗУПВ типа SR2256 от дозы гамма-
излучения 60Со при различных рабочих режимах: / — пассивном режиме;
2 — ожидания; 3 — записи и считывания
ших эксплуатационных параметров микропроцессоров
является максимальная рабочая частота. Этот параметр
оценивался в испытаниях до и после облучения путем циклического
лрогона контрольной программы с обратной связью. На базе
выборки, содержащей пять приборов, получены границы
функционирования микропроцессора 1802 (рис. 6.7). В случае
напряжения питания 5 В влияние облучения оказалось более
заметным, тогда как при £?п=10 В микропроцессор
функционировал при дозе, превышающей 106 рад. Было установлено,
что снижение максимальной рабочей частоты
микропроцессора с ростом дозы облучения обусловлено увеличением времени
задержки выходных буферных каскадов, а также снижением
выходного напряжения, вызванного сдвигом порогового
напряжения МОП-транзисторов.
Влияние нейтронного облучения на характеристики МДП
БИС рассматривалось в работе [215]. Отмечено, что в МДП-
матрицах памяти при облучении нейтронами с энергией
14 МэВ происходит дрейф параметров, причем этот эффект
выражается тем сильнее, чем меньше размеры элементов.
Были определены средние размеры поврежденных областей:
0,20...0,45 мкм, которые оказались сравнимыми с размерами
элементов БИС. В МДП-транзисторах область повреждения
вызывает отказ, если связывает область стока и истока или
1148

захватывает подложку и окисел под затвором. В результате
область объемного заряда, окружающая повреждения,
соединяет области объемного заряда переходов стока и истока, что
приводит к возрастанию токов утечки стока. Второй эффект—
снижение подвижности носителей в канале транзисторов из-за
введения центров рассеяния в кремнии около поверхности
Si—Si02. Третий эффект —дрейф порогового напряжения.
Причины дрейфа следующие. Если дефекты, вызванные
постах'
И Гц
10
5
О Ю* Ю5 Wp ^pati
Рис. 6.7. Зависимость максимальной рабочей частоты КМОП-микропроцес-
сора типа 1802 от дозы гамма-излучения: /—£П = Ю, 2— 5В
врежденной областью, пересекают границу раздела Si—Si02,
то величина уровня Ферми на поверхности изменяется и
значение £/Пор растет. Если поверхность' пересекается только
областью объемного заряда, окружающей область повреждения,
то пороговое напряжение также изменится, так как легче
происходит инверсия проводимости поверхности (эффект,
обратный изменению уровня Ферми). Кроме того, электронные и
дырочные ловушки могут быть введены в окисел, что может
привести к изменению Unov, увеличению токов утечки затвора
вследствие туннельного эффекта на границах окисла и
соответственно к уменьшению напряжения пробоя окисла.
Влияние температуры при облучении на параметры
динамических п-МОП ЗУПВ (16 кбит) типа 4116 исследовалось
в работе [216]. Было обнаружено повышение радиационной
стойкости ЗУПВ в 1,5...2,0 раза при понижении температуры
до 223 К по сравнению с комнатной температурой, тогда как
повышение температуры от 293 до 343 К не показало каких-
либо изменений радиационной чувствительности приборов
при гамма-облучении 60Со. Предварительные эксперименты на
тестовых МОП-конденсаторах и инверторах показали, что
температурная зависимость параметров я-МОП-приборов при
облучении обусловлена тем, что процессы «быстрого» отжига в
них управляются переносом радиационно-генерированных
дырок, который сильно зависит от температуры. Кроме того,
было показано, что образование БПС при облучении замедляется
лри пониженных температурах.
149

Влияние мощности дозы гамма-излучения 60Со и 137Cs на
параметры КМОП/КНС запоминающих устройств типа CDP
1821 емкостью 1 кбит исследовалось в работе [217], Как
видно из рис. 6.8, имеется четко выраженная зависимость
радиационной стойкости от мощности дозы; кроме того, вероятность
отказов ЗУ для каждой из мощностей дозы гамма-излучения
зависит от величины поглощенной дозы. Например, вероят-*
ность отказа 10% при мощности дозы 147,2 рад/с имеет место
jfyflpad
Рис. 6.8. Зависимость средней дозы,
при которой наступает отказ ЗУ типа
CDP1821, от процента вероятности
отказа при различных мощностях
дозы гамма-излучения: 1—/>=1,6-10~3;
2—2,3- Ю-2; 5—147,2 рад/с
при дозе 1 крад, а при мощности дозы 1,6-10~3 рад/с эта же
вероятность отказа будет при дозе 4,3 крад, т. е. при
уменьшении мощности дозы радиационная стойкость приборов увели?
чивается в 4,3 раза. Этот эффект имеет большое
практическое значение в связи с тем, что фактическая величина
мощности дозы гамма-излучения в ряде случаев, например при
полете некоторых космических кораблей, еще меньше, чем это
было реализовано в экспериментах. В частности, фактические
величины средних значений мощности дозы гамма-излучения,
замеренные за два года на корабле «TIROS», составляют
5,6- Ю-5 рад/с [217].
Влияние более высоких мощностей доз на параметры
динамических л-МОП ЗУПВ (64 кбит) типа NSC 5295
исследовалось в работе [218]. На рис. 6.9 показано, что отказы
(появление одиночного сбоя и более значительных ошибок на выходе)
наступают, когда мощность дозы увеличится до определенного'
значения: (3...4) • 107 рад/с.
Поскольку в динамических ЗУПВ необходимы циклы
регенерации информации, то любое нарушение, происходящее в
цикле считывания, приводит к необратимой потере
информации. Это является отличием от статических ЗУПВ, где общий
отказ наступает вследствие отказа схем периферии
(например, усилителей записи—считывания) без потери информации.
Только когда триггерные запоминающие элементы выходят и$
строя, тогда утрачивается информация в статических ЗУПВ
[218].
150

КМОП/КНС арифметико-логическое устройство (АЛУ),
содержащее более 2200 транзисторов, проявило высокую
устойчивость к большим мощностям дозы рентгеновского
излучения: отказ схем при работе на частоте 1 МГц происходил
в диапазоне (3...7)-1010 рад/с [219]. Высокую радиационную
стойкость к гамма-излучению 60Со показало данное КМОП/
/КНС АЛУ в статическом режиме, когда постоянное
напряжение + 10 В подавалось на затворы МОП-транзисторов в
м
Л 10
5
О
Ш
1
-I 5
О
15
10
5
О
I
2
4 Р/0~7рпд/с
Рис. 6.9. Гистограммы наступления отказов динамических «-МОП ЗУПВ
типа NSC5295 в зависимости от мощности дозы гамма-излучения: / — нет
сбоев; // — одиночный сбой; /// — два и более сбоев
трансляторах (наихудший режим). В результате воздействия
дозы облучения 106 рад время задержки распространения
увеличилось только на 20%, а избыточный ток возрос с
200 мкА до 3...4 мА. Возрастание избыточного тока
обусловлено увеличением токов утечки в я-канальных транзисторах.
При работе в динамическом режиме схема АЛУ обычно
имеет ток потребления 30...40 мА, поэтому полученное после
облучения увеличение избыточного тока не оказывает
серьезного влияния на потребляемую мощность всего устройства.
§ 6.2. ВОЗДЕЙСТВИЕ ОБЛУЧЕНИЯ
НА АНАЛОГОВЫЕ МДП ИНТЕГРАЛЬНЫЕ
МИКРОСХЕМЫ
Применение МДП-транзисторов в аналоговых
интегральных микросхемах еще относительно ограничено. В
перспективе можно ожидать широкого распространения МДП-
приборов в усилительных и аналого-цифровых схемах. Это
объясняется высоким входным сопротивлением МДП-транзисторов -
(до 1014 Ом), что обеспечивает наибольший среди веер
усилительных приборов коэффициент усиления по мощности в одном
каскаде. МДП-транзисторы имеют высокую степень развязки
сигнальной цепи и цепи управления прибором, а также
квадратичные вольт-амперные характеристики управления [220].
151

Следует также отметить, что среди микромощных аналоговых
приборов наиболее высокую радиационную стойкость
(потенциальную) имеют аналоговые МОП/КНС схемы [221].
Электрические и радиационные характеристики
дифференциального усилителя (ДУ) на р-канальных МОП/КНС-тран-
зисторах рассматривались в работе [221]. Электрическая
схема ДУ представлена на рис. 6.10. Основные исходные
электрические параметры ДУ: коэффициент усиления по
напряжению Ки^20, предельная рабочая частота /т=1 МГц;
нагрузочные сопротивления R3 и R4 составляют 100 кОм. Средние
значения пороговых напряжений составляющих р-канальных
МОП-транзисторов равны £/ПОр=—1,56 В; крутизны 5~
£*300 мкА/В (при /с=0,1 мА); выходного сопротивления
#вых^200 кОм.
Облучение МОП/КНС ДУ проводилось гамма-квантами
60Со при £п=10 В в режиме, когда один вход заземлялся, а
на другой подавалось смещение +100 мВ. При дозе
облучения 106 рад коэффициент усиления снизился в среднем на
В/1 о
Вых1 х
Вых2
Рис. 6.10. Электрическая схема дифференциального усилителя на
р-канальных МОП-транзисторах с резистивной нагрузкой и истоковыми
повторителями
152

16%; (рис. 6.11); среднее изменение напряжения смещения
нуля на входе составило ~10 мВ; средний сдвиг синфазного
сигнала на выходе достиг около —0,5 В. Хорошие
радиационные характеристики ДУ обусловлены высокой радиационной
стойкостью отдельных элементов схемы и хорошим их
сопряжением. При дозе 106 рад сдвиг порогового напряжения МОП-
транзисторов составил около 1 В, а относительное изменение
нагрузочного сопротивления — около 10%. Испытания МОП/
Рис. 6.11. Зависимости ко
эффициента усиления по на
пряжению р-МОП дифферен
циального усилителя (4 об
разца) от дозы гамма-излу
/КНС ДУ показали также, что их работоспособность
сохраняется при воздействии нейтронов с Еп = 1 МэВ, Фп^1015 см-2
[221].
В работе [222] представлены результаты радиационных
испытаний двух аналоговых мультиплексеров. Первый —это
8-канальный аналоговый мультиплексер типа HS 508ARH,
имеющий защиту от повышенных напряжений. Имеются
также параллельные n-МОП и р-МОП аналоговые ключи,
которые обеспечивают почти постоянное сопротивление при
включении (1,2...1,5 кОм) в широком диапазоне напряжений
(±15 В).
Мультиплексер — это функциональный узел,
обеспечивающий передачу информации, поступающей по нескольким
входным каналам, на одну выходную линию [206]1. Выбор
того или иного входного канала Ai осуществляется в
соответствии с поступающим адресным кодом. При наличии п
адресных входов можно реализовать М=2п комбинаций адресных
сигналов, каждая из которых обеспечивает выбор одного из
М входных сигналов. В общем виде выходная функция
мультиплексер а «из М в 1» будет
ж—1
F = ^ Л*т-
где rrii — минтерм п адресных переменных (n=log2M).
В приборе HS508ARH реализуется мультиплексер «из 8 в
1» (М=4, я=3), функциональная схема которого показана
на рис. 6.12.
Радиационные изменения параметров мультиплексер а от-
>/ч/Г о г> -_Д
153

носительно невелики. При дозе облучения 105 рад время
выборки и сопротивление при включении увеличились меньше,
чем на 5%, тогда как ток потребления даже несколько
уменьшился. Токи утечки в основном остались ниже величины
10 мА. При дозе облучения 106 рад все блоки мультиплексера
оставались работоспособными.
Второй прибор — это 16-канальный аналоговый мульти-
плексер типа HS1840RH. Он предназначен для использования
<£*/,
Вых
<B.S
Рис. 6.12. Функциональная схема аналогового МОП-мультиплексера типа
HS508ARH: / — адресные входные инверторы и сдвиговый регистр; // —
дешифраторы; /// — аналоговые ключи
в системах резервирования. Здесь используются р-МОП
аналоговые ключи с высоким импедансом на выводах в режиме
превышения допустимого напряжения. При дозе облучения
2-Ю5 рад время выборки увеличилось на 35,%, а
сопротивление при включении —на 7%. Ток потребления возрос до
максимальной величины (~200 мкА при Z>=3-105 рад), а
затем стал уменьшаться до —150 мкА при D=106 рад. Этот
максимум тока потребления соответствует максимальному
сдвигу порогового напряжения /г-канального
МОП-транзистора на величину около —1,3 В.
Большинство из испытанных мультиплексеров продолжало
функционировать после дозы облучения 106 рад. Исключение
составляли приборы, у которых величина J7nop я-канальных
транзисторов стала ниже допустимого предела. В этом случае
входной инвертор оставался в положении, соответствующем
максимально низкому входному напряжению 0,8 В. Для
приборов, у которых пороговое напряжение р-канальных
транзисторов заметно возрастало при D> 106 рад, наступал отказ
при работе с напряжением питания 5 В.
154

Влияние гамма-излучения 60Со на КМОП
аналого-цифровой преобразователь (АЦП) емкостью 8 бит рассматривалось
в работе [223]. АЦП работает по методу последовательного
преобразования и состоит из операционного усилителя,
который также может служить компаратором; емкостной матрицы;
коммутаторов; логического и контрольного устройств.
Сущность метода последовательного преобразования заключается в
последовательном сравнении входного преобразуемого
напряжения с выходным напряжением образцового
цифро-аналогового преобразователя, которое изменяется по закону
последовательного приближения до момента наступления их
равенства (с погрешностью дискретности) [206].
Несколько КМОП АЦП облучалось при подаче на вход
различных аналоговых напряжений: 0; 2,5; 5,0 В. Во всех
случаях после облучения дозой 106 рад такие АЦП имели
параметры (разрешающую способность, линейность
преобразования) в пределах допустимых значений. Другая группа КМОП
АЦП облучалась той же дозой, но в режиме только выборки
N6blX.
WOOD7/7
10000001
woooooo
oitf/nt
OU110OO
{OOOOttl г
10000001 I
woooooo I
0/1П1/1 [
отюоо\ , , . 1 »
0 1 2 J 4 Uhxfl
Рис. 6.13. Передаточные характеристики КМОП АЦП до облучения (а)
и после гамма-облучения дозой Ы0б рад (б)
155

при подаче на вход напряжения 5,0 В. Такой режим оказался
наихудшим для аналоговых коммутаторов, так как при этом
составляющие их я-канальные МОП-транзисторы работают в
режиме обеднения и претерпевают заметный сдвиг
порогового напряжения, приводящий к росту токов утечки. В этом
случае АЦП работают нормально до дозы 1 • 105 рад, а после дозы
5-Ю5 рад на передаточной характеристике появляются
нарушения по всей шкале и при Z)Y=1-106 наступает отказ (рис.
6.13).
§ 6.3. ВЛИЯНИЕ ИМПУЛЬСНОЙ РАДИАЦИИ
НА МДП ИНТЕГРАЛЬНЫЕ МИКРОСХЕМЫ
Воздействие импульсной ионизирующей
радиации может вызвать временное нарушение правильного
функционирования МДП ИМС или привести к необратимому
выходу схемы из строя. Доза, соответствующая выходу ИМС
из строя, обычно на несколько порядков превышает дозу, при
которой временно нарушается функционирование схемы [224].
Эффекты, возникающие в МДП ИМС при импульсном
облучении, можно подразделить на первичные, к которым относятся
ионизационный фототок, модуляция проводимости и т. п., и
вторичные, т. е. радиационное «защелкивание» паразитной че-
тырехслойной структуры, вторичный пробой, перегорание
металлизации [225].
Устойчивость МОП ИМС к импульсному излучению
зависит от конкретного вида технологии. Наиболее
чувствительными являются ИМС на «-канальных МОП-транзисторах:
нижняя граница диапазона мощности дозы соответствует
уровню 2-Ю5 рад (Si)/с для импульса длительностью 5 мкс.
Диапазон отказов динамических /г-МОП ЗУПВ охватывает
широкую область от 5-Ю6 до 2-Ю8 рад/с. Например, ЗУПВ
типа 2147 отказывает при мощности дозы 3,6- 1Q7 рад/с при
длительности импульса 50 не [205]. Стойкость КМОП ИМС
зависит от схемного решения: часть схем серии CD 4000
отказывает при мощности дозы 3-107 рад/с, другие схемы этой же
серии нормально функционируют и при мощностях дозы в
100 раз больших. КМОП БИС—программируемые постоянные
ЗУ типа 6611— имеют порог отказов 2-108 рад/с, а 6601—2,6Х
Х107 рад/с [226]. КМОП/КНС ИМС наиболее устойчивы к
импульсной радиации: порядка 5-Ю9 рад/с для БИС [225].
Микропроцессор типа TCS 129А и ЗУПВ типа TCS 150
обладают устойчивостью 1,1-1010 и 1,3 е Ю10 рад/с соответственно
[227].
В МОП ИМС средней и большой степени интеграции с
изоляцией р—/г-переходами основным эффектом при импульсном
облучении являются фототоки между стоком, истоком и под-
156

Таблица 6.1
Критическая мощность дозы для различных типов МОП ИМС
Технология
р-МОП
кмоп
кмоп/кнс
Тип
прибора
045В
1101
CD4024
MSI4021
6611
Короткий импульс
Рк , рад/с
(2...5). 109
(2...3).108
(1,4...1,7).108
(3...10). 108
2.108
| 8,8-109
/и, НС
30
30
30
30
45
30
Длинный импульс
Рк , рад/с
(1,1...2,2).108
1,7-108
5-106
(2...4). 107
2,7-107
2,4-109
*и, мкс
4
4
4
4 ■
1
1
ложкой. Величина фототоков определяется площадью р—п-
переходов стока и истока, временем жизни носителей заряда
в подложке и длительностью импульса радиации. Отказ ИМС
под действием импульсного облучения может быть или в виде
искажения внешнего логического сигнала до
неопределенного, ошибочного уровня, или в виде внутреннего эффекта,
нарушающего функционирование всей схемы. Если импульсному
облучению подвергаются логические элементы (вентили), то
радиационно-индуцированный эффект будет переходным
(временным); если облучаются запоминающие элементы, то
их логический отказ будет оставаться до тех пор, пока не
будет подана на вход корректная информация [210].
Изменение величины фототоков в подложке при изменении
длительности радиационного импульса может наблюдаться
непосредственно, когда электрические временные постоянные
схем меньше постоянных времени фототоков. В этом случае
происходит переходный отказ ИМС, если фототоки в
подложке превысят допустимый уровень помех логических элементов.
Временная зависимость фототока в подложке при воздействии
прямоугольного импульса радиации описывается
выражением [210]
/ф = яАвёР Г1Пerf f^)172 + *J >
где An — площадь перехода на подложке; g — постоянная
генерации носителей (4-Ю13 рад-1-см-3); Ln — диффузионная
длина неосновных носителей в подложке; tK — длительность
импульса радиации; тП'—время жизни неосновных носителей
в подложке; хп — толщина обедненного слоя перехода в
подложке.
Для данного уровня допустимых помех в
быстродействующих статических МОП ИМС критический уровень мощности
дозы будет снижаться с ростом длительности импульса до тех
пор, пока величина /и будет больше, чем время жизни
неосновных носителей в подложке (табл. 6.1) [225].
157

В случае динамических логических МОП ИМС
наблюдается другая картина при импульсном облучении. В
динамических ИМС информация сохраняется за счет заряда р—п-ие-
рехода и емкости затвора отдельных элементов. В отличие от
этого в статических МОП ИМС цифровая информация
сохраняется за счет постоянных токов вентилей и триггеров. В
динамических ИМС под действием фототоков переходов
происходит разряд накопленной информации. В любом случае в ди-
Рис. 6.14. Осциллограммы
выходного напряжения КМОП
ИМС CD4007 при импульсном
гамма-облучении в режиме
низкого (а) и высокого (б)
уровней на выходе. Масштаб по
вертикали 4В/дел; по
горизонтали 200 нс/дел
Га
\г
L
"";" _]
\5
—4й-
намических схемах информация периодически обновляется в
связи с потерями заряда вследствие тепловых токов утечки
переходов. При импульсном облучении динамических МОП ИМС
(например, сдвиговых регистров) критическая мощность дозы
для переходного отказа сильно зависит от длительности
импульса радиации и частоты тактовых импульсов. Если
длительность радиационного импульса и соответствующая
постоянная времени фототока меньше, чем тактовая частота
(обычно максимум 100 кГц), критический разряд конденсатора
определяется общим фотозарядом, и наблюдаемый уровень
отказа ИМС зависит только от общей дозы импульса
облучения, но не от его мощности дозы [210].
В работе [228] исследовалось воздействие мощного гамма-
импульса на характеристики КМОП ИМС типа CD4007 с
диэлектрической изоляцией. Средняя энергия импульса гамма-
излучения составляла 1,1 МэВ, длительность — 45 не. На рис.
6.14 показано изменение выходного напряжения КМОП ИМС
в зависимости от времени при импульсном облучении дозой
3,8 крад. В случае исходного режима низкого уровня (рис.
6.14, а) выходное напряжение при облучении возросло почти
до 8 В в течение довольно длительного промежутка времени
(~0,8 мкс). Возрастание выходного напряжения обусловлено
протеканием фототока через сопротивление включенного /г-ка-
нального транзистора. Результирующий фототок на выходе
ИМС представляет собой разность между фототоками, гене-
158

рированными в я- и р-канальных стоковых р—/г-переходах
(рис. 6.15). Отметим, что в режиме низкого выходного уровня
доминирующим является фототок р-канального стокового
р—я-перехода (Ii), так как первоначально он смещен в
обратном направлении. В защитных диодах также генерируются
фототоки (73 и h), которые дают вклад в общий ток в цепи
питания. При облучении в режиме высокого выходного
уровня (рис. 6.14, б) не происходит заметного изменения выходно-
о Вых.
Рис. 6.15. Фототоки, протекающие в эквивалентной схеме диэлектрически
изолированных КМОП ИМС при облучении
го напряжения, поскольку оно эффективно закрепляется при
напряжении стока (питания).
Протекание фототоков как в истоковом, так и стоковом
р—я-переходах приводит к накоплению заряда неосновных
носителей в процессе импульса радиации. Кроме того, радиа-
ционно-индуцированный заряд будет накапливаться в
защитных диодах. Расчет времени радиационного накопления
привел к выражению [228]
qgLDA
U = т In
(6.14)
где т — время жизни неосновных носителей; g — скорость
генерации фототока; Lb — диффузионная длина носителей
заряда; /ф — наблюдаемый фототок. Если подставить значения
вышеперечисленных параметров (т=Ы0-6с, Ljd=3-10~3 см,
/ф=32 мА) в формулу (6.14), то получается значение времени
накопления 0,8 мкс, что удовлетворительно согласуется с
данными на рис. 6.14, а.
В работе [229] проводились испытания КМОП/КНС ИМС
типа CD4007 при воздействии импульсов электронов длитель-
159

ностью 20 не. Было установлено, что импульсная реакция
КМОП/КНС приборов примерно на порядок меньше, чем
приборов на объемном кремнии. Анализ экспериментальных
данных показал, что с учетом величины сопротивления
включенного р-канального транзистора (500 Ом) результирующий
фототек в ИМС составил 3,3-10~4 А при мощности дозы 3,5Х
Х109 рад/с. Общий фототок является разностью токов р—га-
Рис. 6.16. Осциллограммы электронного импульса (а), воздействующего на
выходные характеристики р-МОП/КНС дифференциального усилителя при
р=3-108 (б), 1-Ю9 (в), 3-Ю9 рад/с (г). Масштаб по вертикали 3,6 В/дел;
по горизонтали 2 мкс/дел
переходов стока и истока и в данном случае определяется
выражением
/ф = 1,9.10-МР + 1,8.10-10ЛР УТТс ,
где А — площадь р—я-переходов, см2; Uc — напряжение
стока, В; числовые константы имеют соответствующие
размерности: в первом члене—(рад/с)-1 -см-2, во втором члене —
(рад/с)-1 -см~2-В-1/2. Учитывая геометрию отдельных МОП-
транзисторов в схеме инвертора, была вычислена величина
/ф=1,3-10~4 А, что довольно близко к экспериментальным
значениям фототока.
Воздействие электронных импульсов (£6=20 МэВ, £и=
= 10 мкс) на выходные характеристики р-МОП/КНС
дифференциального усилителя показано на рис. 6.16 [221]. На вход
усилителя подавался сигнал частотой 400 кГц. При мощности
дозы 3-Ю8 рад/с форма выходного сигнала практически не
изменилась, тогда как при Р=3-109 рад/с (!D = 3-105 рад)
наблюдается ограничение сигнала, который, однако,
восстанавливается сразу после прекращения импульса радиации.
Предполагается, что нарушения выходного сигнала усилителя
при большой мощности дозы обусловлены фототоками,
генерированными во входных транзисторах.
Фототоки, возникающие при воздействии импульсного
ионизирующего излучения, могут вызвать в КМОП ИМС с
160

изоляцией р—я-переходами эффект радиационного
«защелкивания», т. е. срабатывание паразитных четырехслойных
р—п—р—я-структур типа кремниевых управляемых вентилей
[230]. На рис. 6.17 показано образование паразитных р—п—
—р—п-структур в КМОП ИМС типа CD4007A и
соответствующие эквивалентные схемы при двух режимах. Четырехслойная
структура образована р-областью защитного диода (анод),
подложкой, областью р-кармана и истоком я-канального
Анод
о- защитный \
г диод * J
Управляющий
злектродг
Подложка
И^ Управляющий
| К^ электрод /
р-карман
/?- исток
А'атод
II
*ь
<
Рис. 6.17. Четырехслойная структура в КМОП ИМС (а) и ее
эквивалентные схемы при «наихудшем» смещении (б) и при обычном (в)
транзистора (катод). «Наихудшее» смещение соответствует
ситуации, когда на потенциальные р—п—р—я-структуры
поданы напряжения, благоприятствующие возникновению
«защелкивания».
Независимо от режима отрицательную роль играют одни
и те же четырехслойные структуры, определяемые
конструкцией (технологией) схемы; однако при нормальном режиме
прямое смещение на два эмиттерных перехода (на
управляющие электроды вентиля) должно обеспечиваться падением
напряжения из-за краевого протекания фототока (или тока
управляемого вентиля после его включения) через
эквивалентные сопротивления подложки Rs и р-кармана i?P. По
161

этой причине для режима обычного смещения (рис. 6.17, в)
потенциальная р—п—р—п-структура оказывается менее
чувствительной и требует большего удерживающего тока.
«Защелкивание» КМОП ИМС серии CD4007 для любого из двух
режимов смещения может быть индуцировано электрическим
путем, а также вызвано воздействием ионизирующей радиации
высокой интенсивности (~109 рад/с).
Для появления эффекта «защелкивания» обязательны
следующие условия [231]: 1) транзисторы работают в активной
области; 2) произведение коэффициентов передачи тока базы
транзисторов {BvnvBnvn) больше единицы; 3) мощность
источника питания достаточна для поддержания структуры в
низкоимпедансном состоянии.
При облучении происходит переход ИМС в низкоимпе-
дансное состояние. В результате источник питания
закорачивается на четырехслойную структуру, через которую
протекает большой ток, вызывающий в схеме необратимые
изменения: пережигание металлизации, вторичный пробой
полупроводниковых структур. Чтобы привести р—я—р—я-структуру
в высокоимпедансное состояние, необходимо отключить на
некоторое время питание схемы.
В КМОП ИМС типа CD4049A и CD4069B наблюдалось
расплавление металлизации при мощности дозы (2...3) X
ХЮ9 рад/с в результате шунтирования источника питания
вследствие «защелкивания» паразитной четырехслойной
структуры [232]. Время разрушения ИМС составляет
примерно 400 мкс. Деградация входных диодов (через 200 не
после импульса радиации) была вызвана тепловым пробоем.
В результате анализа модели четырехслойной структуры
(рис. 6.17, б, в) в работе [233] были получены следующие
соотношения:
1*Р>1нр+1кп1Вп, (6.15)
/к» > Ч + АЛ* (6Л6)
где /#s — ток через сопротивление Rs; Ir — ток через
сопротивление Rp; /кр—ток коллектора р—п—р-транзистора;
1кп— ток коллектора п—р—я-транзистора. Оба коэффициента
усиления по току Вп и Вр— функции соответствующих
коллекторных токов, что проявляется в характерном спаде при
низком и высоком уровнях тока. Выделяются три режима
функционирования четырехслойной структуры:
1) режим отсечки, когда неравенства (6.15) и (6.16) не
удовлетворяются одновременно. На границе этого режима под
действием облучения возникает достаточный анодный ток
Ia = Am ~Ь <*кр>
162

который равен удерживающему току
1Н = [lRpBn (Вр + 1) + IRs Вр (Вп + 1)]1(ВпВр - 1);
2) режим работы транзисторов в насыщении, когда
выполняются все вышеуказанные три условия появления
эффекта «защелкивания»;
3) режим лавинного пробоя центрального р—п-перехода.
Здесь уже неравенства (6.15) и (6.16) не удовлетворяются.
В работе [234] рассматривались некоторые особенности
эффекта радиационного «защелкивания» в КМОП ИМС типа
Рис. 6.18. Осциллограммы фототоков,
возникающих в КМОП ИМС при
воздействии импульса
гамма-излучения с различной мощностью дозы:
1 — Pv=l,25-109; 2 —2,4-109; 3 —
3,4-109; 4 — 3,8-109 рад/с
CD4071, 4072, 4073, 4075, 4081 и 4082, имеющих в среднем по
40 транзисторов. «Защелкивание» происходит тогда, когда
вторичный ток достигает величины, приблизительно равной
амплитуде первичного фототока, в данном случае при
мощности дозы 3,8-109 рад/с (рис. 6.18). Необходимо
сравнительно небольшое количество носителей заряда, чтобы
перейти от обычного режима к режиму «защелкивания». Было
также установлено, что этот эффект зависит от смещения.
С увеличением смещения от 6 до 15 В мощность дозы, при
которой происходило «защелкивание», уменьшалась с
3,5-109 до 2,5-109 рад/с. Было также обнаружено, что в
результате «защелкивания» еще до расплавления металлизации
происходит короткое замыкание между затвором с высоким
входным уровнем и землей, между затвором с низким
входным уровнем и выводом Еп, между выходом с низким
уровнем и выводом Еи. Развитие различных процессов во
времени, наблюдаемых в КМОП ИМС, показано в табл. 6.2.
Следует отметить, что «защелкивание» происходит не раньше, чем
через 100 не после начала импульса радиации при
минимально необходимой мощности дозы.
В КМОП ИМС при импульсном облучении иногда
наблюдаются аномалии: в некотором узком интервале мощности
доз эффект «защелкивания» отсутствует, появляется так
называемое тиристорное окно [225, 235]. В КМОП ОЗУ типа
1111
■mi
1
I'll
11 11
1111
1111
i i
-i-Ш.
TTTV
0
' \
\
—1 1 1 I-
JIM
:
1
^1
j-i 11
N 4
ThT
163

Таблица 6.2
Время начала различных процессов в КМОП ИМС
при импульсном облучении [234]
Процесс
«Защелкивание»
Вторичный фототок
Разрушение
Пробой входных диодов
Время, нс
100 .. . 400
50
440 мкс
200
Мощность дозы, рад/с
(2...4). 109
(2...3)109
После «защелкивания»
2-109
CD4061 емкостью 1 кбит «тиристорное окно» наблюдалось в
диапазоне от 8-Ю9 до 2-Ю10' рад/с. Разные значения тока
удержания (200 мА в одном диапазоне мощности дозы,
400 мА в другом) свидетельствуют о том, что механизм
«защелкивания» в этих двух областях различен. Было показано,
что «тиристорное окно» возникает в отдельных ИМС тогда,
когда наблюдается случайное совпадение определенных
параметров: логических функций, топологии, мощности дозы
излучения.
Высокоэнергетические космические лучи могут явиться
источником ошибок при работе КМОП запоминающих
устройств в космосе. Механизм образования так называемых
одиночных сбоев в ИМС связан с первичными
ионизационными потерями тяжелых заряженных частиц. Возникновение
таких отказов возможно вследствие воздействия как
нейтральных, так и заряженных частиц, когда образовавшийся
заряд при прямой ионизации недостаточен для срабатывания
элемента. При этом необходимо учитывать все возможные
механизмы генерации электронно-дырочных пар при
действии ионизирующего излучения из-за ионизации кристалла
атомами отдачи, образовавшимися вследствие упругого
рассеяния; а-частицами и тяжелыми ядрами, появившимися в
результате ядерных реакций [236].
В работе [237] исследовались отказы КМОП ЗУПВ
емкостью 1024 бит типа НМ6508, HS6508RH, а также КМОП/
КНС ЗУПВ типа CDP 1821 при воздействии ионов криптона,
аргона и а-частиц. В приборах НМ6508 наблюдались
отказы типа «защелкивания» при воздействии ионов криптона с
£кг=152 МэВ и аргона с £Аг=210 МэВ. При меньших
энергиях—£кг= 57 МэВ и £'аг—32 МэВ—отказы не происходили.
Наиболее вероятным вызывающим ошибку путем
прохождения через схему частицы является путь, формирующий
паразитный р—п—р—/г-диод, связанный с КМОП-инвертором,
При прохождении индивидуального иона космического про-
исхождения через р-стенку между подложкой и переходом в
течение короткого времени порядка пикосекунд может сни-
164

Таблица 6.3
Результаты экспериментальных исследований
«мягких» ошибок в МОП БИС
(статических и динамических ЗУ)
Технология
л-МОП
кмоп
кмоп/кнс
Тип
прибора
MK4027N-4
D2147H
НМ4716А-4
МК4116-2
MCM6665L20
ТА597
НМ6504
НМ6514
ТСС244
НМ6508
CDP1821
TCS146
TCS130
NBR4042
Емкость,
бит
4к
4к
16к
16к
64К
1к
4к
1кх4
256X4
1к
1к
4к
4кх4
4кх4
Тип
частиц
Р
Р
Р
п
п
Кг
Кг
р, п
Р, п
Аг
Р» п
Аг
Кг
Кг
Энергия
частиц,
МэВ
4,2-103
4,2-103
4,2-103
14
14
150
170
50...30
50...30
210
50... 30
170
140
140
Сечение
взаимодействия для
получения одной ошибки,
см2
4-10-7 . . . 2-10-6
2-10-6
6-10-6
4.1Q-1*
2,5-10-6
Ю-4 ... Ю-з
5-Ю-з
0
0
(3...9)-Ю-з
0
ЬЮ-»... ыо-6
2-10-5...5-10-4
2-10-5 ...2-Ю-з
зиться напряжение переключения управляемого
выпрямителя и произойти разряд емкости запоминающей ячейки
порядка пикофарады. Были определены критические заряды, т. е.
минимальные заряды, необходимые для возникновения
ошибки в данной ячейке. Для КМОП ИМС типа НМ6508 величина
критического заряда составляет 0,26 пКл, для схем типа HS
6508 RH — 0,82 пКл, а для КМОП/КНС ЗУПВ типа CDP
1821—1,1 пКл. 4
В динамических n-МОП ЗУПВ величина критического
заряда определяется выражением [238]
1 в
где Q0— начальный заряд после восстановления; RL—
сопротивление утечки чувствительного узла запоминающей ячейки;
CN— накопительная емкость чувствительного узла; Тв—
период восстановления.
В МОП ЗУ были отмечены аналогичные по характеру
сбои, так называемые мягкие ошибки, т. е. случайные
исправляемые однобитовые ошибки [239, 240]. Возникновение та-
ких ошибок можно рассмотреть на примере статических МОП
ЗУ. При прохождении одной космической частицы через
эффективный объем прибора образуется некоторый
минимальный заряд AQmin, который заряжает или разряжает конден-
L \ RlCn )
165

сатор Ст на входе или выходе ячейки памяти. Вследствие
этого напряжение на конденсаторе изменяется на величину
что вызывает ложное срабатывание ячейки. Минимальная
энергия (МэВ), теряемая космической частицей при
прохождении через прибор и необходимая для генерации заряда
AQmin (пКл), определяется выражением
£min = 22,5 AQmin.
В табл. 6.3 представлены некоторые сведения о
чувствительности различных МОП БИС к одиночным сбоям при
воздействии отдельных ионизирующих частиц [225]. Здесь
приведены данные по средним сечениям взаимодействия для
образования одиночного сбоя crs. Это позволяет определить
среднее число сбоев Ns при известном значении флюенса
частиц Ф:
Ns = о8Ф.
Таким образом, при эксплуатации радиоэлектронной
аппаратуры, например в космических условиях, следует
учитывать рассмотренные выше обратимые и необратимые
радиационные эффекты, возникающие в МДП ИМС при
импульсном облучении.
§ 6.4. РАДИАЦИОННЫЕ ЭФФЕКТЫ
В ПРИБОРАХ Q ЗАРЯДОВОЙ СВЯЗЬЮ
Приборы с зарядовой связью (ПЗС)
благодаря своим широким функциональным возможностям
применяются для построения цифровых, оптоэлектронных и
аналоговых устройств, которые могут подвергаться воздействию
радиации. В ПЗС информация представляется
отличающимися по величине зарядовыми пакетами подвижных
носителей, которые могут храниться в нестационарных
потенциальных ямах, образующихся у поверхности полупроводника под
действием внешнего электрического поля. Обычно в качестве
элементов ПЗС используются МДП-элементы, у которых
управляющие тактовые сигналы поступают на затворы.
Подавая соответствующие управляющие импульсы на цепочку
МДП-элементов, можно передавать зарядовые пакеты из
одних потенциальных ям в другие, т. е. обеспечивать
направленную передачу информации. Введение зарядового пакета
(запись) может осуществляться либо р—n-переходом,
расположенным вблизи крайнего элемента ПЗС, либо светогене-
рацией. Вывод заряда из системы (считывание) проще всего
осуществляется также с помощью р—/г-перехода [241].
166

К числу важнейших параметров ПЗС относятся
амплитуды управляющих напряжений, предельные тактовые
частоты, эффективность передачи заряда r]s, потребляемая
мощность, фоточувствительность, темновой ток.
Эффективность передачи заряда ц8 представляет собой
часть заряда, перешедшую из одного элемента ПЗС в другой
за время передачи. Часто используется параметр
неэффективность передачи заряда es=l—y\s- При конечном времени пе-
GA &В GC
<р <р
vz % % % ^s
|11X1XLL..LLLLLL
Рис. 6.19. Структура 200-каскадного ГОС с поверхностным р-каналом
редачи потери заряда обусловлены, во-первых, тем, что за
время передачи часть заряда не успевает перетечь в соседнюю
ячейку, во-вторых, захватом части носителей заряда
поверхностными ловушками.
Радиационные эффекты в ПЗС подробно рассматривались
в работе [242]. При воздействии радиации происходит
отрицательный сдвиг напряжения плоских зон (или порогового
напряжения), что изменяет режим работы ПЗС, а увеличение
плотности быстрых поверхностных состояний ухудшает
эффективность переноса в приборах с поверхностным каналом и
увеличивает темновые токи в ПЗС с поверхностным и
встроенным (скрытым) каналами.
В работе [243] исследовалось изменение свойств ПЗС
при облучении при низких температурах. Использовались 200-
каскадные ПЗС с поверхностным р-каналом (рис. 6.19).
Каждый каскад состоял из четырех поликремниевых затворов
длиной по 5 мкм, которые размещались на поверхностном
канале шириной 40 мкм. Для инжектирования заряда в ПЗС
применялся метод выравнивания потенциалов, для чего
используются три затвора Ga, G&, Gc и р+-диффузионная
область. Для измерения величины заряда на выходе
используется электрометр с плавающим затвором.
Функционирование ПЗС при низких температурах зависит
от быстрых поверхностных состояний вблизи краев
запрещенной зоны кремния. Более глубокие состояния, расположен-
167

ные в центре запрещенной зоны, становятся неактивными.
Для определения БПС, возникающих под действием
радиации при низких температурах, использовался специальный
метод двух импульсов при измерении падения эффективности
передачи ПЗС. В результате было установлено, что
облучение дозой МО6 рад при низких температурах (90 К) вызвало
появление поверхностных состояний с плотностью 1,2Х
ХЮ10 см-2-эВ-1 вблизи края валентной зоны кремния. От-
1СМА
Рис. 6.20. Передаточные
характеристики ПЗС с вводом
заряда по методу динамической ин-
жекции при различных дозах
облучения: 1 — d—q. 2 —
1-104; 3-3-104; 4 —4.'l0* рад
/ 2 3 Л/0?рад
Рис. 6.21. Зависимости
минимального опорного напряжения
Uc (/), необходимого для
полного обеднения канала, а
также £/П0Р (2) входного затвора
от дозы радиации
жиг ПЗС при комнатной температуре позволил уменьшить
плотность БПС примерно на 4-109 см^-эВ""1.
Устройства ввода заряда в ПЗС на основе метода
выравнивания потенциалов (рис. 6.19) относительно
нечувствительны к изменениям порогового напряжения до —5 В.
В случае же устройств ввода, использующих динамическую
инжекцию, они оказываются очень чувствительными к
небольшим изменениям порогового напряжения [242]. На
рис. 6.20 показано типичное изменение передаточных
характеристик на выходе ПЗС-регистра под действием радиации.
Обусловленный радиацией отрицательный сдвиг порогового
напряжения входного затвора приводит к насыщению заряда
на выходе регистра (полное заполнение ячеек ПЗС) в
приборах с поверхностным и встроенным каналами /г-типа, а в
р-канальных приборах этот сдвиг приводит к запиранию
входного устройства.
168

Отрицательный сдвиг порогового напряжения приводит к
изменению профиля потенциальной энергии носителей
заряда в ПЗС со встроенным и поверхностным каналами.
Большой сдвиг At/nop в сторону отрицательных напряжений
может вывести приповерхностную область полупроводника в
структурах с р-поверхностным и «-встроенным каналами из
состояния обеднения. В работе [244] было показано, что
величина дополнительного (после облучения) обратного
смещения «канал — подложка», требуемого для работы ПЗС со
встроенным /г-каналом, примерно равна радиационному
сдвигу порогового напряжения (рис. 6.21). Поэтому в таких
ПЗС для компенсации небольших (несколько вольт) сдвигов
порогового напряжения можно просто подать на стоковый
электрод напряжение, несколько большее того обратного
смещения, которое требуется для полного обеднения л-слоя в
необлученном приборе. Радиационный сдвиг Д£/Пор в ПЗС
с поверхностным р-каналом можно компенсировать с
помощью либо дополнительного положительного напряжения на
подложке, либо аналогичного отрицательного смещения
тактовых напряжений на электродах переноса.
Экспериментальные исследования показали [245], что при
воздействии гамма-излучения дозой 3-Ю4 рад на трехтактные
я-канальные ПЗС плотность поверхностных состояний
возрастает от 1010 до 1011 см-з-эВ"1. Это приводит к увеличению
потерь заряда вследствие захвата носителей ловушками. Если
ПЗС работает без фонового заряда, то при облучении
величина неэффективности передачи ss увеличивается примерно
на порядок (от 5-Ю-3 до 5-10-2); при наличии 20%-ного
фонового заряда воздействие облучения слабее: г8
увеличивается до 2,8-10_3.
При малых тактовых частотах неэффективность передачи
ПЗС с поверхностным каналом прямо пропорциональна
плотности БПС ЛГпс [246]:
„«-«^tof. + Jb-},
ns + nSy0 \ A>s,o/
где nSi о— поверхностная плотность заряда непустого нуля;
ns—поверхностная плотность сигнального заряда;
/т—тактовая частота; k — постоянная Больцмана; Т — температура;
Яа— параметр, величина которого определяется сечением
захвата поверхностных ловушек (Да~10~2 см2-с-1)-
В ПЗС с поверхностным каналом ухудшение
эффективности передачи становится неприемлемым при дозах радиации
свыше 10Б рад. В ПЗС со скрытым каналом захват на
поверхностные состояния в общем случае не должен влиять
на эффективность передачи, поскольку перенос заряда про-
169

исходит в глубине эпитаксиального слоя на некотором
удалении от границы раздела кремний — окисел. Результаты
измерений зависимости неэффективности передачи от дозы
гамма-излучения в приборах с поверхностным и скрытым
каналами показаны на рис. 6.22. Небольшое ухудшение
эффективности передачи в ПЗС со скрытым каналом при больших
дозах радиации,
вероятно, обусловлено
увеличением числа объемных
ловушек.
Рис. 6.22. Зависимость
неэффективности переноса от дозы
гамма-излучения: /, 2— для
ПЗС с поверхностным каналом;
1', 2'— для ПЗС со
встроенным каналом; /, Г — без
непустого нуля; 2, 2' — непустой
нуль
jtypad
Кроме того, БПС на границе раздела Si—Si02 действуют
как центры генерации, что дает соответствующее возрастание
темнового тока ПЗС. Плотность темнового тока /т,
обусловленного генерацией на поверхностных состояниях,
определяется выражением [242]
L
qrit
11 Т ПС'
где щ—собственная концентрация носителей в кремнии;
ап— сечение захвата электрона; vT— средняя тепловая
скорость электрона. В работе [246] наблюдалась практически
линейная зависимость между плотностью БПС при облучении
и плотностью темнового тока (рис. 6.23).
Термогенерационные токи в ПЗС ограничивают
максимальное время хранения сигнального заряда. Согласно
результатам работы [245], в ПЗС с исходной плотностью
темнового тока 14 нА/см2 после облучения дозой радиации
3-104 рад значение /т увеличилось на порядок (до 150 нА/см2).
Вследствие высокой фоточувствительности ПЗС
оказываются довольно восприимчивы к-импульсной радиации,
которая приводит к стиранию накопленной информации. В
работе [247] на основе теоретического расчета было
установлено, что в типичных ПЗС для заполнения всей потенциальной
ямы носителями, генерированными в полупроводнике при
облучении, достаточны дозы радиации порядка 1 рад. В потен-
170

циальную яму под электродом переноса собираются носители,
генерированные в области пространственного заряда и в
примыкающем к ней слое толщиной порядка диффузионной
длины LD неосновных носителей. Поэтому величина дозы
радиации Du, необходимой для заполнения всей потенциальной
ямы, составляет:
D N"
п g(LD+w0)A '
где Nu— полная емкость ПЗС ячейки, выраженная через
число носителей; g — скорость генерации электронно-дырочных
Jt.hA
150
125
WO
75
50
\25
0
см"2
U V Юу~ 10й Пррад
Рис. 6.23. Зависимость плотности темнового тока и плотности
поверхностных состояний в ПЗС с поверхностным каналом от дозы гамма-излучения
пар в подложке; w0— глубина обедненного слоя; А —
площадь ПЗС, приходящаяся на 1 бит информации. Например,
в ПЗС со скрытым каналом, где Л/п=4,5-105 носителей; LD=^
= 50 мкм; Л = 16,25 мкм2 и g = 4,3-1013 см-3-рад_1,
насыщению потенциальной ямы соответствует доза облучения
0,32 рад.
Для насыщения ячеек в ПЗС с поверхностным каналом
требуются большие дозы радиации, чем в ПЗС со скрытым
каналом, что обусловлено соответствующим различием
сигнальных емкостей в этих приборах. В ПЗС с объемным и
поверхностным каналами дозу радиации, соответствующую
насыщению ячеек, можно увеличить, если толщину подложки
прибора сделать меньше диффузионной длины.
При облучении нейтронами в объеме кремниевого
кристалла возникают дополнительные центры генерации и за*
хвата носителей заряда. Это приводит к ухудшению
эффективности передачи в ПЗС со скрытым каналом и
существенному увеличению темновых токов в ПЗС с поверхностным и
Nnz4\
зВ-'cti2
172

скрытым каналами. В работе [248] проводилось
экспериментальное и теоретическое изучение изменения свойств ПЗС
при нейтронном облучении. Было установлено, что такое
облучение определенным образом снижает генерационное
время жизни носителей и увеличивает скорость поверхностной
рекомбинации. В результате было получено, что добавка к
темновому току, обусловленная нейтронным облучением,
пропорциональна флюенсу нейтронов Фп'.
дщФп /A + J-V
2 [Ко KJ
где do— толщина обедненного слоя р—я-перехода; щ—
собственная концентрация носителей в кремнии; Ко—
коэффициент нарушений, обусловленных введенными в объем
генерационными центрами; Ки— коэффициент нарушений,
обусловленных генерационными центрами, введенными
нейтронами на границе раздела Si—Si02.
Объемные ловушки, возникающие в кремнии при
нейтронной бомбардировке, оказывают значительно меньшее влияние
на эффективность переноса в ПЗС с поверхностным каналом.
В приборах этого типа объем кристалла, занимаемый
сигнальным зарядом, на несколько порядков меньше объема,
который занимал бы тот же заряд в ПЗС со скрытым каналом.
Поэтому при прочих равных условиях сигнальные пакеты в
ПЗС с поверхностным каналом взаимодействуют с гораздо
меньшим числом объемных ловушек, и в результате такие
ПЗС выдерживают большие дозы нейтронного облучения.

Глава 7
ПРОГНОЗИРОВАНИЕ И ПОВЫШЕНИЕ
РАДИАЦИОННОЙ СТОЙКОСТИ
ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
Применение ИМС в ядерной и космической
технике выдвигает две актуальные проблемы:
прогнозирование изменений параметров микросхем при воздействии на них
радиации и обеспечение достаточно длительного
функционирования ИМС в таких экстремальных условиях. Решение
этих проблем позволит существенно снизить затраты на
испытание и резервирование электронной аппаратуры,
эксплуатируемой в полях радиации. Данная глава посвящена
некоторым вопросам прогнозирования, а также повышения
радиационной стойкости биполярных и МДП ИМС.
§ 7.1. ПРОГНОЗИРОВАНИЕ РАДИАЦИОННОЙ
СТОЙКОСТИ ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ
Оценка уровня радиационной стойкости ИМС
в большинстве случаев проводится экспериментальным
путем на моделирующих установках. Это вызывает
определенные трудности, связанные с длительностью проведения
испытаний, и требует больших материальных затрат. Поэтому на
начальном этапе разработки микросхем с заданным уровнем
радиационной стойкости целесообразно делать
предварительную оценку их радиационной стойкости.
Результаты исследования радиационного поведения ИМС
показывают, что их радиационная стойкость определяется
радиационной стойкостью составляющих элементов,
схемотехническим построением и электрическими режимами
работы. Установленные закономерности изменения параметров
отдельных элементов микросхем от дозы облучения и знание
их взаимосвязи в схеме позволяют определять расчетным
путем поведение параметров интегральных микросхем в
условиях облучения. Для этих целей может быть использована
система машинного анализа радиационной стойкости ИМС
[249]. Для такого анализа параметров микросхем
необходима информация по радиационному поведению параметров их
отдельных элементов и в первую очередь транзисторов. Оцен-
173

ку радиационного поведения элементов можно проводить
расчетным путем, имея данные по их
конструктивно-технологическому исполнению, рабочему режиму и по величине
параметров исходного полупроводника. Однако при таком
методе расчета практически не удается учесть изменение
свойств исходного кремния при его технологической
обработке в процессе изготовления ИМС, а также состояние
поверхности планарных транзисторов, которое может существенным
образом сказываться на изменении параметров ИМС при
их облучении. Поэтому для большей достоверности расчета
информацию о радиационном изменении параметров
элементов схем целесообразно получить экспериментальным путем,
затем использовать ее для расчета выходных параметров
схем с учетом воздействия радиации. Расчетным путем
определяется изменение наиболее чувствительных параметров
ИМС в зависимости от дозы. При таких расчетах достаточно
учитывать радиационные изменения параметров
транзисторов, так как изменения параметров диодов и резисторов в
меньшей степени влияют на радиационную стойкость
микросхем [250—252].
Оценка радиационного изменения параметров ИМС с
помощью расчетно-экспериментального метода проводится в
такой последовательности: изготовление тестовых структур,
например транзисторов с электрическими выводами
отдельных элементов; экспериментальное определение зависимости
параметров моделей элементов схем от уровней
воздействующей радиации; определение статистических характеристик
закона распределения параметров моделей элементов в
зависимости от уровней ионизирующих излучений; расчет
изменения параметров ИМС в зависимости от уровней радиации и
определение показателей их радиационной стойкости на
основе полученных зависимостей характеристик, статистических
законов распределения, моделей элементов схем.
Расчет электрических параметров ИМС с применением
ЭВМ при воздействии непрерывных видов излучения
включает в себя: матричные методы формирования математической
модели интегральной микросхемы; метод сопряженных
градиентов для решения системы нелинейных уравнений; метод
статистического моделирования (метод Монте-Карло) для
определения показателей радиационной стойкости.
- Наиболее сложным при моделировании ИМС является
выбор моделей активных элементов схем — транзисторов,
диодов. Высокую точность р_асчета можно получить, если
модель транзистора учитывает особенности планарных транзи*
сторов микросхем [251]: наличие градиента концентраций
примесей в базе; работу транзисторов при высоких уровнях
инжекции; диффузию и дрейф носителей в базе; наличие эф*
174

фекта вытеснения тока эмиттера к периферийной области;
малый коэффициент передачи тока в инверсном включении;
влияние подложки.
В настоящее время разработано большое количество
моделей транзисторов, которые в зависимости от класса схем
могут быть линейными и нелинейными [249—252]. Анализ
изменения параметров цифровых микросхем выполняется с
помощью нелинейных моделей. Анализ работы транзистора
в режиме большого сигнала проводится чаще с применением
моделей Эберса — Молла, Линвилла и зарядной модели
[251, 252]. При анализе нелинейных схем с применением
ЭВМ удобна модель Эберса — Молла, а также ее
разновидности, в которых учитываются в той или иной степени
особенности структуры и режимов работы планарно-эпитакси-
ального транзистора. Модифицированная модель Эберса —
Молла включает в себя элементы, отражающие накопление
заряда в базе транзистора и изменение пространственного
заряда в р—/г-переходах. С помощью модели Линвилла
описываются ВАХ транзисторов через структурные и физические
параметры, строится она на основных уравнениях,
описывающих физические процессы в транзисторе. Во всех
рассмотренных моделях учитываются процессы только в
активной области базы транзистора, но не учитываются процессы
в пассивной, эффект вытеснения эмиттерного тока, влияние
подложки и задержка появления тока коллектора при
мгновенном включении транзистора. Точность, с которой
представляются физические процессы в транзисторе с помощью
этих моделей, примерно одинакова.
При определении радиационного изменения статических
параметров ИМС производится измерение статических
параметров модели составляющих их транзисторов при
нормальном и инверсном включении, в том числе напряжений и
токов, протекающих через переходы эмиттер — база,
коллектор — база и коллектор — подложка для нескольких
значений доз радиации. Затем с помощью составленной программы
на основании полученных данных с учетом влияния
радиации проводится расчет статических параметров ИМС.
Погрешность определения показателей стойкости по этому
методу составляет ~30%.
§ 7.2. ОБЩИЕ ПРИНЦИПЫ
ПОВЫШЕНИЯ РАДИАЦИОННОЙ СТОЙКОСТИ
МИКРОСХЕМ НА БИПОЛЯРНЫХ ТРАНЗИСТОРАХ
Результаты исследования влияния
импульсных и непрерывных видов ионизирующего излучения на
полупроводниковые ИМС показывают, что радиационные
нарушения, возникающие в них, определяются в основном
175

изменением параметров активных и пассивных элементов
схем. При этом за счет ионизационных токов или
структурных повреждений полупроводника степень деградации
параметров ИМС может быть различна в зависимости от
интенсивности и дозы облучения. Деградация параметров
микросхем при облучении приводит к выходу их за установленные
для данных микросхем нормы. Доза, при которой это
происходит, определяется как уровень их радиационной
стойкости.
Не всегда уровень радиационной стойкости
изготовленных ИМС соответствует необходимым требованиям. В связи
с этим перед разработчиками часто встает сложная задача
создания ИМС, удовлетворяющих повышенным требованиям
к радиационной стойкости. Но эта задача компромиссная,
так как многие требования к радиационной стойкости
несовместимы с требованиями получения высоких выходных
параметров микросхемы. Например, достичь повышения
радиационной стойкости транзисторов можно путем снижения
толщины базы, что в свою очередь может привести к снижению
пробивных напряжений р—я-переходов. Добиться повышения
радиационной стойкости микросхем можно также
расширением норм на электрические параметры или введением более
жестких норм на параметры, позволяющие отбирать схемы,
удовлетворяющие требованиям стойкости к ионизирующим
излучениям. Однако введение расширенных норм на
электрические параметры микросхем может потребовать
дополнительных конструктивных доработок аппаратуры, в которой
они будут применяться, а ужесточение норм на электрические
параметры может снизить процент выхода годных приборов.
На основании литературных данных можно следующим
образом сформулировать основные принципы повышения
радиационной стойкости ИМС [3, 65]: использование исходных
материалов для микросхем с малой чувствительностью к
радиационному воздействию, например применение
полупроводниковых материалов, у которых при облучении мало
изменяются диффузионная длина, концентрация носителей,
и т. д.; использование для создания микросхем компонентов,
в первую очередь транзисторов, с повышенной радиационной
стойкостью (использование в микросхемах ВЧ и СВЧ
транзисторов); использование конструктивных и схемотехнических
решений, позволяющих повысить радиационную стойкость
(например, увеличение степени насыщения транзисторов,
введение нелинейной обратной связи, уменьшение
нагрузочной способности логических микросхем и т. д.); выполнение
металлизации из сплавов легких элементов; применение для
герметизации диэлектрических покрытий и корпусов, не
ухудшающих радиационную стойкость микросхем.
176

В связи с тем что1 на радиационную стойкость HiVLC
влияют радиационные эффекты ионизации и смещений,
вызывающие обратимые и необратимые изменения параметров,
целесообразно рассмотреть их по отдельности.
§ 7.3. ПОВЫШЕНИЕ РАДИАЦИОННОЙ
СТОЙКОСТИ БИПОЛЯРНЫХ ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ К ОБРАТИМЫМ ИОНИЗАЦИОННЫМ
ЭФФЕКТАМ
Как было показано, в результате воздействия
импульса ионизирующего излучения в любом обратносмещен-
ном р—я-переходе появляется фототок, величина которого при
определенной мощности дозы может достичь значения,
нарушающего работоспособность ИМС. Поэтому при
конструировании и изготовлении микросхемы необходимо принимать меры к
снижению величины ионизационного тока. Из выражения
(3.11) следует, что кроме всего прочего величина
ионизационного тока пропорциональна геометрическим размерам р—я-пе-
рехода (эффективному объему). Отсюда уменьшение в первую
очередь площади р—я-перехода и увеличение плотности
рабочих токов позволят-повысить стойкость микросхем к
импульсному излучению. Из выражения (3.11) также следует,
что амплитуда ионизационного тока пропорциональна
коэффициенту собирания носителей в областях, прилегающих к
р—я-переходу. Снижения этого параметра можно добиться
путем введения дополнительных центров рекомбинации в
структуру (например, легирование золотом или предвари-
а
Г"
~~1
о
(
ipp
"У
п*.
ipp J
—3
Т1
\Lsp
(f
(. г-4
Т I—Xj
\LSp
Рис. 7.1. Схема компенсации первичного (а) и вторичного (б)
ионизационных токов усилителей
177

тельное облучение электронами с последующим отжигом).
Однако при этом может иметь место некоторое возрастание
обратных токов р—/г-переходов, снижаются усилительные
свойства транзисторов. При изготовлении
полупроводниковых приборов и ИМС с повышенной радиационной стойкостью
ic импульсному излучению следует использовать
сильнолегированные полупроводники, в которых получаются тонкие
р—я-переходы и таким
образом достигается снижение
мгновенной составляющей
ионизационного тока.
Основным в
микроэлектронике в настоящее время
является переход к ИМС
большой интеграции. При этом
имеет место увеличение
плотности размещения элементов
схемы на кристалле. Для
этого применяются различные
технологические методы, на-
Рис. 7.2. Схема компенсации
ионизационных токов в логическом элементе
пример изопланарные, которые позволяют использовать
более тонкие эпитаксиальные слои, уменьшать площади
изолирующих областей, т. е. уменьшать геометрические размеры
структуры схемы. Это в свою очередь приводит к снижению
величины ионизационных токов и таким образом повышению
радиационной стойкости ИМС.
Технологические способы повышения радиационной
стойкости микросхем к обратимым ионизационным эффектам
применялись для микросхем с межэлементной изоляцией с
помощью р—n-переходов. Использование в биполярных ИМС
межэлементной изоляции диэлектриком является
эффективным способом снижения их чувствительности к
ионизационным эффектам [253]. Это связано с исключением
ионизационных токов переходов коллектор — подложка. Так, в ИМС
ТТЛ-типа малой степени интеграции применение
межэлементной изоляции диэлектриком Si02 позволило достичь
примерно 20-кратного увеличения мощности дозы импульсного гам-
тма-излучения по сравнению с изоляцией р—/г-переходом,
при которой схема еще не теряет работоспособности [253].
Для снижения величины- первичного и вторичного фото-
178

токов, возникающих в элементах биполярных ИМС при
воздействии импульсного гамма-излучения, используются
специальные схемотехнические решения. Это позволяет
повышать показатели стойкости микросхем к импульсному гамма-
излучению. При этом могут быть использованы различные
типы компенсирующих элементов в цифровых и аналоговых
схемах. На рис. 7.1, а показана схема включения
компенсирующего транзистора Т2 в диодном включении, которая
снижает влияние импульсного излучения на величину
напряжения в коллекторной нагрузке RK транзистора. В таком
исполнении первичный фототок ipp, генерируемый излучением в
транзисторе Т1, шунтируется диодом Т2, включенным
параллельно резистору. Компенсация вторичного фототока isp
может быть осуществлена путем включения перехода.база —
коллектор дополнительного транзистора Т2 между базой и
эмиттером транзистора Т1. На рис. 7.1, б приведена такая
схема компенсации вторичного фототока [254]. При этом
первичный ионизационный фототок ipp почти полностью
ответвляется во внешнюю цепь транзистора Т2 и вторичный
фототок iSp мал. Для компенсации фототоков могут быть
применены и другие схемные решения.
Достаточно эффективно компенсировать ионизационные
фототоки аналоговых и. ненасыщенных логических элементов
можно, используя балансные пары на транзисторах однога
типа или на дополняющих транзисторах (рис. 7.2).
Транзисторы в таких схемах должны иметь при облучении
одинаковые значения первичных и вторичных фототоков и входных,
сопротивлений в цепи базы.
§ 7.4. ПОВЫШЕНИЕ УСТОЙЧИВОСТИ
БИПОЛЯРНЫХ ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
К НЕОБРАТИМЫМ РАДИАЦИОННЫМ
НАРУШЕНИЯМ
Снижение чувствительности ИМС к
необратимым радиационным нарушениям достигается
конструктивно-технологическими и схемотехническими методами. Кроме
того, при. этом могут использоваться методы отбора
микросхем с повышенной радиационной стойкостью по начальным
значениям параметров.
Наиболее подвержен воздействию радиации
полупроводниковый кристалл микросхемы. Как было показано выше,
полупроводники очень чувствительны к наличию даже малой
концентрации дефектов.
Слабое искажение периодического потенциала
кристаллической решетки, вызываемое дефектами или примесями,
приводит к появлению локальных энергетических уровней в за-
17S

прещенной зоне кристалла, вследствие чего изменяются
электрические параметры полупроводника и в первую
очередь время жизни неосновных НЗ, концентрация основных
НЗ и их подвижность. Поэтому полупроводниковые
интегральные микросхемы, предназначенные для работы в полях
радиации, должны изготавливаться на основе кремния или
других полупроводниковых материалов, которые слабо
меняли бы свойства в результате облучения. С этой целью в
исходный кремний вводят атомы других элементов. В качестве
такого элемента для предварительного легирования кремния
может использоваться, например, литий и другие элементы.
Атомы лития, введенные в кремний, меньше атомов кремния
и имеют высокую подвижность в его кристаллической
решетке. В результате этого они активно взаимодействуют с
дефектами в кристаллической решетке кремния. Это в первую
очередь замедляет процесс снижения времени жизни
неосновных НЗ при облучении [3].
Другим способом, позволяющим уменьшить
чувствительность кремния к радиационному облучению, может быть
введение в него окислов некоторых металлов IV группы таблицы
Менделеева [255]. Введение таких окислов препятствует
изменению времени жизни неосновных НЗ и сопротивления
кремния при его облучении. Окислы Ti, Nb и др. вводят в
расплав кремния перед вытягиванием. Образцы кремния,
содержащие окисел титана, облучались флюенсом
электронов до Фе=2-1016 см-2. При этом удельное сопротивление р
изменялось от 1 до 5 Ом-см, в то же время у образцов
кремния без окисла титана при таких же условиях облучения
сопротивление изменялось от 1 до 15 Ом-см. Замечено, что
введение золота, редкоземельных элементов в кремний
несколько увеличивает его радиационную стойкость.
Введение золота в кремний уменьшает значение
диффузионной длины неосновных НЗ в результате образования
дополнительных рекомбинационных центров с большим
поперечным сечением захвата НЗ. Но золото, по-видимому,
является эффективным стоком для точечных радиационных
дефектов. В кремнии п- и р-типа золото ведет себя как
эффективный центр рекомбинации неосновных НЗ. Золото вносит
в запрещенную зону кремния два энергетических уровня:
донорный, расположенный на 0,35 эВ выше потолка
валентной зоны, и акцепторный, расположенный на 0,54 эВ ниже дна
зоны проводимости [3]. В материале я-типа при Nd^Nau
на каждом уровне золота будет находиться один электрон.
Отрицательно заряженный акцептор будет характеризоваться
большим сечением захвата для дырок. Как только дырка
будет захвачена центром, электрон из зоны проводимости
попадает на центр. В материале р-типа при A/a>;VAu оба
180

уровня золота являются незаполненными. Положительно
заряженный донор будет иметь большое сечение захвата для
электронов. Время жизни неосновных НЗ и сечение захвата
можно связать следующим выражением [6]:
где Vj— тепловая скорость захваченных носителей; Лг —
концентрация центров захвата; о/о—сечение захвата носителей.
Чувствительность исходного полупроводникового
материала к воздействию радиации определяется еще и
условиями облучения, в первую очередь температурой. При
облучении изделий в условиях низкой температуры в кремнии
отсутствует отжиг радиационных дефектов даже с низкой
термической стабильностью. Облучение же при повышенных
температурах сопровождается отжигом определенной доли
нетермостабильных радиационных дефектов. Все это будет
влиять на параметры ИМС, облучаемых при различных
температурах. Таким образом, подбирая температурный режим
облучения, можно определенным образом снижать влияние
облучения на деградацию свойств полупроводниковых
материалов и ИМС на их основе.
Для создания микросхем с повышенной радиационной
стойкостью следует использовать входящие в них элементы с
пониженной чувствительностью к воздействующей радиации
и в первую очередь транзисторы. Известно, что в результате
действия облучения в объеме и на поверхности транзистора
создаются радиационные нарушения и появляются
дополнительные рекомбинационные центры. Это приводит к
увеличению тока базы транзистора и снижению усилительных свойств
транзистора. В общем случае для транзистора типа п—р—п
полный ток базы можно представить выражением (3.1) г из
которого следует, что полный ток в базе транзистора
определяется рекомбинационными процессами в нейтральной
области эмиттера, в области объемного заряда перехода
эмиттер — база, в нейтральной области базы, в коллекторной
области, на поверхности структуры.
Таким образом, для создания транзистора с повышенной
радиационной стойкостью следует уменьшить возможность
рекомбинации во всех областях транзистора. Обычно в
транзисторах для повышения их радиационной стойкости
стремятся уменьшить толщину базовой области, что снижает
рекомбинационные потери в этой области.
В связи с созданием сверхбыстродействующих микросхем
со средним временем задержки распространения сигнала
около 1 не в них используются транзисторы на сверхтонких
диффузионных слоях с тонкой базой. В таких транзисторах, как
181

было показано [66], преобладают рекомбинационные
процессы в области эмиттера и в слое объемного заряда перехода
эмиттер — база. Поэтому для дальнейшего снижения
радиационной чувствительности транзисторов необходимо
уменьшать влияние рекомбинации в эмиттере и в области перехода
эмиттер — база. Так, для транзистора с толщиной .базы
менее 1 мкм и эмиттерной областью, образованной
легированием, было установлено, что рекомбинационные процессы в
нейтральной области эмиттера, в области объемного заряда р—
/г-перехода эмиттер — база определяют 85% полного тока
базы транзистора, а его нейтральная базовая область —
менее 15%. На основании проведенных расчетных оценок можно-
заключить, что процессы рекомбинации могут быть снижены
путем создания ступенчатого профиля распределения
концентрации примеси в эмиттере вместо плавного. Были
проведены теоретические оценки радиационного поведения двух
типов транзисторов, изготовленных со ступенчатым профилем
концентрации примеси в эмиттере (мышьяк) и плавным
профилем (фосфор), а затем сравнение этих результатов с
экспериментом.
В качестве объектов исследования были выбраны
транзисторы типов As 500 (толщина базы 50 нм, эмиттер легирован
мышьяком) и Р700 (толщина базы 70 нм, эмиттер легирован
фосфором). Экспериментами установлено, что до флюенсов
нейтронов 1014 см-2 коэффициент усиления обоих
транзисторов практически не изменяется, при ФП=Ю16 см~2 у
транзистора As500 коэффициент усиления снизился до 11, а у
транзистора Р700—до 7.
Таким образом, рассмотренные теоретические и
экспериментальные данные показывают, что транзисторы со
ступенчатым профилем примеси мышьяка в эмиттере имеют
наименьшую чувствительность к радиационному воздействию.
В связи с переходом к разработке и изготовлению больших:
и сверхбольших ИМС увеличивается плотность компоновки
элементов, уменьшаются их размеры.
Уменьшение геометрических размеров элементов схем
должно привести к снижению радиационной
чувствительности ИМС. Однако есть ограничения, которые с увеличением
степени интеграции микросхем приводят к снижению их
радиационной стойкости. При этом существенно может
увеличиться вклад пассивных областей биполярных транзисторов,
(пассивной области базы, приповерхностной обедненной
области эмиттерного перехода и т. д.) в радиационную
деградацию параметров ИМС.
Известно, что в технологии изготовления БИС и СБИС
используются новые технологические процессы, позволяющие
создавать микросхемы с повышенной плотностью компоновки:
182

элементов. Для этих процессов характерны тонкие эпитак-
сиальные слои; мелкие диффузионные профили; боковая
диэлектрическая изоляция элементов в схеме; малая площадь
активных и пассивных элементов схемы; наличие большого
числа технологических слоев (изолирующий диэлектрик для
разделения двух уровней металлизации, пассивирующий
диэлектрик, поликремний и т. д.); большая площадь
поверхности кристалла и ухудшение ее совершенства из-за
использования в технологии процессов плазмохимической обработки,
ионной имплантации; многоуровневая тонкопленочная
металлизация для межсоединений элементов схемы.
Эти особенности технологического исполнения БИС и
•СБИС могут по-разному влиять на их стойкость к обратимым
я необратимым радиационным повреждениям схем и их
элементов.
Малые площади пассивных областей транзисторов и более
мелкие диффузионные профили должны привести к
снижению радиационной чувствительности БИС. Однако стойкость
БИС и СБИС к гамма-нейтронному излучению по сравнению
со стойкостью ИМС малой степени интеграции снижается из-
за наличия ряда следующих факторов:
большой площади полупроводникового кристалла БИС и
СБИС, при которой имеет место более неравномерное
начальное распределение структурных дефектов, в результате чего
наблюдается большой начальный разброс параметров
транзисторных структур по кристаллу (этот разброс параметров
лри воздействии гамма-нейтронного излучения повышает
вероятность уменьшения ниже допустимых норм коэффициента
усиления транзисторов с его малой начальной величиной);
возможности появления катастрофических отказов БИС и
СБИС из-за того, что размеры вводимых структурных
дефектов (кластеров) соизмеримы с минимальными
геометрическими размерами элементов схем;
наличия в некоторых БИС и СБИС усилительных каскадов
с малыми плотностями рабочих токов, что резко увеличивает
их чувствительность к воздействию нейтронного излучения.
Использование новых технологических процессов при
изготовлении БИС и СБИС приводит к возрастанию влияния
поверхности на электрические параметры элементов схем и
соответственно к большей их деградации под действием
ионизирующих излучений. Наиболее сильно влияют на
электрические параметры элементов, схем, а также самих ИМС
следующие технологические факторы:
уменьшение концентрации легирующих примесей в
диффузионных слоях облегчает инверсию приповерхностного слоя
лолупроводника под действием гамма-излучения, особенно
если схемы испытываются в электрическом режиме;
183

наличие боковой диэлектрической изоляции резко
усиливает отрицательное влияние гамма-излучения, особенно в том
случае, когда область р—/г-перехода "транзистора
контактирует с боковой изолирующей областью двуокиси кремния;
сильно развитая поверхность кристалла БИС и СБИС,
большое число термических операций, загрязняющих окисел,
а также обработка поверхности высокоэнергетическими
частицами (ионная имплантация, плазмохимическая обработка)
ухудшают качество поверхности раздела полупроводник —
диэлектрик, что усиливает деградацию электрических
параметров транзисторов и схем, обусловленную поверхностными
радиационными эффектами;
химически стойкие в обычных условиях комплексы,
образованные в результате хлорного геттерирования, могут быть
разрушены при воздействии гамма-излучения, что приведет
к образованию в окисле свободных щелочных металлов,
отрицательно влияющих на поверхностные свойства
полупроводниковых элементов и схем в целом.
Уменьшение размеров активных и пассивных элементов
должно уменьшить величину первичных и вторичных
ионизационных токов в каждом из элементов схем, что является
положительным фактором. Однако с увеличением числа
взаимосвязанных элементов в схемах увеличивается величина
фототоков в цепи питания. Причем ионизационные токи при
определенных уровнях мощностей доз могут достичь такой
величины, что произойдет перегорание тонкопленочной
металлизации, т. е. могут иметь место катастрофические отказы.
В качестве примера рассмотрим конкретные
конструктивно-технологические методы повышения радиационной
стойкости интегральной инжекционной логики (И2Л),
характеризуемой высокой степенью интеграции- и высокими
электрическими параметрами. Как известно, для построения ИМС И2Л
используется базовая структура, представляющая собой
физически объединенные (совмещенные) горизонтальный и
вертикальный транзисторы.
Для повышения радиационной стойкости И2Л-схем в
настоящее время предложен ряд конструктивно-технологических
методов, многие из которых приведены в табл. 7.1 [89, 90,
256—258] и обозначены знаком «+» по видам излучений.
> Указанные в табл. 7.1 методы были использованы при
разработке и создании радиационно стойких БИС И2Л-типа.
Конструктивно-технологические разновидности инверторов
БИС И2Л представлены на рис. 7.3. Базовая область п—р—п-
транзистора для получения оптимальных профилей
сформирована имплантацией бора в я-эпитаксиальную пленку
(рис. 7.3, а). Глубокой диффузией бора сформированы
базовые области и инжектор р+. С помощью ионного легирова-
184

Таблица 7.1
Методы повышения радиационной стойкости
ИМС И2Л-типа
Методы повышения радиационной
стойкости
Оптимизация размещения
коллекторов п—р—п-транзистора
Увеличение отношения SK/SQ
п—р—л-транзистора
Минимизация расстояния инжектор—
база р—п—р-транзистора
Минимизация толщины эпитаксиаль-
ного слоя
Создание отражающего я+-слоя
Снижение сопротивления элита к-
сиальной пленки
Уменьшение площади базы п—р—п-
транзистора, выходящей на
поверхность
Оптимизация выращивания окисла
Легирование приповерхностного
слоя
Уменьшение периметра эмиттерного
перехода
Оптимизация топологии с учетом
возможного увеличения
протекающих токов при воздействии
импульса излучения
Виды радиации
нейтроны
+
+
+
+
+
+
+
гамма-кванты
+
+
+
+
импульсное
ионизирующее
излучение
+
+
+
ния получен поверхностный слой л+, уменьшающий влияние
поверхностных радиационных эффектов. Путем ионного
легирования практически устранено тормозящее поле в п—р—п-
транзисторе.
Совершенствование структур И2Л-типа было направлено
на получение высокой радиационной стойкости путем
оптимизации технологического процесса. Разрез такой структуры
И2Л-типа изображен на рис. 7.3, б. Бор имплантировался
через д-эпитаксиальный слой для формирования базы п—р—я-
транзистора. Пассивные области базы и инжектор
формируются глубокой диффузией бора для получения
^-области. Основной особенностью указанного процесса является
формирование многоколлекторного п—р—я-транзистора, в
базовой области которого есть ускоряющее поле, что позволяет
получить структуры с В~100.
Радиационно стойким вариантом логической БИС И2Л-
типа, питаемой от. подложки, является структура,
представленная на рис. 7.3, е. Структура была сформирована
последовательным выращиванием п- и р-эпитаксиальных пленок.
185

Глубокой диффузией сформированы Ягобласти,
обеспечивающие контакт с эпитаксиальным слоем. Отличительной
особенностью этой структуры является наличие в ней
вертикального р—п—р-транзистора. Усиление этого транзистора
намного выше, чем горизонтального, что увеличивает
эффективность инжектора. Радиационная стойкость этой структуры
к облучению нейтронами достигается ликвидацией
тормозящего поля в п—р—/г-транзисторе, что обеспечивается
высоким (более 20) отношением концентрации эмиттерной
примеси к базовой. Уменьшение влияния поверхностных
радиационных эффектов достигнуто поверхностным легированием
базы п—р—/г-транзистора и тем, что инжекторный переход
расположен в глубине структуры.
Результаты экспериментальных исследований
радиационной стойкости БИС И2Л-типа различного назначения пред-
(
/7 -
\зпит
1АНЖ
Р*
/7"
эпит
6
Г
р*
к»
?
п-зпит
Р
\ диффузионный
Р +
<
ОЖГГ
л
П-элит
Р
Р*
п
п-
эпит)
/7777
Инж.
Рис. 7.3. Структуры различных видов инверторов И2 Л БИС с повышенной
радиационной стойкостью: а — с ионнолегированным поверхностным п+-
слоем; б — с многоколлекторным п—р—я-транзистором; в — с
вертикальным р—п—р-транзистором
186

Таблица 7.2
Радиационная стойкость БИС И2Л различных типов

Функциональное назначение
Запоминающие
устройства

Микропроцессоры
Прочие БИС
Тип
ПЗУ
ПЗУ, 1К
ПЗУ, 4К, се-
рия 93181
SBP 9000 А
SBP 0400
F-100L
Матричная
БИС (1000
ключей)
Стойкость к
нейтронному
излучению,
см"2
(1...3)-1014
(0,9...1,2)-1014
3-Ю1?
101*
(1...3).1(W
Стойкость к

гамма-излучению, рад (Si)
(1 5)-10«
(1...5)-10е
(3...6Ы0*
3-106
5-105
(1...5)-10б
Стойкость к
импульсу v»
рад (Si)/c
(7...9).109
МО»
(2.. .3)107.
(1...5)-109
ставлены в табл. 7.2. Сравнение этих данных с радиационной
стойкостью обычных ИМС И2Л-типа показывает, что
радиационная стойкость И2Л ИМС с использованием методов,
приведенных в табл. 7.2, на порядок выше.
Наиболее простым и доступным способом повышения
радиационной стойкости ИМС является метод отбора схем из
серийно выпускаемых, имеющих потенциально более
высокую радиационную стойкость. При этом выбираются схемы с
такими начальными сочетаниями электрических параметров,
которые обеспечивают или их наибольшую стабильность, или
наибольший запас работоспособности при воздействии на них
ионизирующего излучения.
Одним из способов отбора является метод облучения—
отжига [259]. При этом партия приборов, предназначенная
для аппаратуры с определенными требованиями по
радиационной стойкости, подвергается облучению, например, флю-
енсом электронов до выхода параметров за установленные
нормы. Затем из этой партии отбираются приборы,
деградация которых наступила при больших дозах, и производится
термический отжиг радиационных дефектов. В результате
отобранные приборы могут быть использованы в аппаратуре с
заданными требованиями по радиационной стойкости.
Помимо этого способа существует более простой способ,
хотя и менее результативный,— отбор радиационно стойких
ИМС из серийно выпускаемых по результатам измерения
электрических параметров до облучения. Этот метод
позволяет из партии микросхем с различными начальными
значениями электрических параметров, определяющих
радиационную стойкость, выбирать схемы, которые бы отвечали более
высоким требованиям по радиационной стойкости. Так,
например, для цифровых ИМС наблюдается корреляция между
187

начальным значением £/°Ь1Я и предельным флюенсом
радиации — меньшему начальному значению параметра
соответствует большее значение предельного флюенса нейтронов.
Отбирая на линейке схемы с минимальными значениями
параметра £/вых> можно получить группы схем с высокими
уровнями радиационной стойкости.
Повысить радиационную стойкость микросхем можно
схемотехническим путем. При этом ИМС строят таким образом,
чтобы ухудшение ее электрических
Т параметров в результате
воздействия радиации наступило при
больших дозах, т. е. используют
схемные решения, которые
предусматривают сохранение
работоспособности схемы при значительных от-
Рис. 7.4. Схема составных транзисторов
клонениях параметров составляющих ее элементов. Другими
словами, схемотехнические методы снижают влияние
излучения на выходные параметры ИМС при радиационной
деградации электрических параметров элементов, составляющих
схему. Для повышения радиационной стойкости логических
схем, нарушение работоспособности которых вызывается
уменьшением коэффициента передачи базового тока В,
можно использовать составные транзисторы (рис. 7.4). Для
такого включения двух транзисторов, имеющих коэффициенты
усиления Bi и Бг> результирующий коэффициент усиления
определяется по формуле [70] Л2 = Вг + В2 + ВХВ2.
Таким образом, коэффициент усиления выходного каскада
логической микросхемы, состоящего из составных
транзисторов, может иметь минимальное значение, при котором схема
функционирует, в то время как отдельные транзисторы будут
иметь меньшие значения коэффициентов усиления.
Помимо составных транзисторов с целью компенсации
радиационной деградации параметров логических микросхем
могут использоваться также цепи обратной связи,
компенсирующие (параметрические) элементы. Следует отметить, что
схемотехнические методы наиболее просты и доступны, так
как не требуют изменения базового технологического
процесса изготовления ИМС. Однако они в большинстве случаев
эффективны только при использовании схем, технология
изготовления которых имеет запасы для улучшения.
<
188

§ 7.5. КОНСТРУКТИВНО-ТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ
МЕТОДЫ ПОВЫШЕНИЯ РАДИАЦИОННОЙ
СТОЙКОСТИ МДП ИНТЕГРАЛЬНЫХ
МИКРОСХЕМ
Снижение радиационной чувствительности
МДП ИМС в достаточной степени достигается с помощью
различных конструктивно-технологических методов.
Рассмотрим некоторые из них, представляющие наибольший
практический интерес.
Снижение толщины подзатворного окисла кремния
является одним из перспективных способов повышения
радиационной стойкости МДП ИМС [260—263]. В работе [260] было
показано, что радиационную стойкость МДП-приборов
порядка 104 рад можно обеспечить, если только снизить
толщину пленок Si02 до ~0,05 мкм независимо от любых других
технологических условий изготовления приборов. При этом
для доз облучения до 104 рад было установлено, что
изменение порогового напряжения МОП-транзисторов описывается
квадратичной зависимостью от толщины окисла:
Д[/пор = — qN0d2D/ee0 = — 0,36 d2D,
где N0— начальная концентрация электронно-дырочных пар
в Si02 на единицу дозы облучения (Af0=7,6-1012 см~3-рад-1
с учетом энергии образования пар в Si02, равной 18 эВ
[141]).
В работе [167] также наблюдалась зависимость Л£/Пор~
~ d2 для МОП-транзисторов, облученных при температуре
77 К.
При низкотемпературном облучении имеют значение и
толщина диэлектрика, и приложенное напряжение, прскольку
при уменьшении величины d уменьшение сдвига порогового
напряжения МОП-транзисторов происходит по двум
причинам: 1) в результате снижения общего числа дырок,
генерированных в окисле; 2) вследствие возрастания электрического
поля в окисле, что способствует усилению дрейфа носителей
заряда из диэлектрика. Было установлено [261], что
снижение толщины окисла кремния до 0,05 мкм обеспечит
радиационную стойкость МОП-приборов порядка 105 рад при
температуре 77 К, если приложенное смещение будет более 10В.
В работе [262] для пленок БЮг, выращенных в сухом
кислороде при температуре 1273 К, после гамма-облучения
(60Со) изменение порогового напряжения оказалось
пропорционально кубу толщины окисла (рис. 7.5).
В работе [263] показано, что, изменяя условия
выращивания окисла, можно получить как квадратичную, так и
.кубическую зависимости порогового напряжения от толщины
189

а
5.0
2.0
W
0,5
10 20 50 100 ' 20 50 100 d,HM
Рис. 7.5. Зависимость радиационно-индуцированных сдвигов порогового
напряжения МОП-структур от толщины окисла: облучение дозой 1-10е рад
при £/3= + 10 В (а) и —10 В (б)
Si02. Квадратичная зависимость Д£/Пор~<22 имеет место,
когда при облучении преобладает накопление
положительного пространственного заряда в объеме окисла, а кубическая
зависимость обусловлена преобладанием заряда БПС на
границе раздела Si—Si02. По-видимому, одним из механизмов,
обусловливающих рост плотности БПС при облучении с
возрастанием толщины окисла, а также различные зависимости
Д[/Пор(б0 для окислов, полученных по отличающейся
технологии, могут быть механические напряжения, возникающие
в окисле вследствие разных температурных констант
кремния и Si02.
Вопросы оптимизации технологии изготовления
диэлектрических пленок окисла кремния рассматривались в ряде
работ [262,264—270].
Для повышения радиационной стойкости р-канальных
МОП-приборов, работающих при отрицательных смещениях,
в работе .[264] была предложена оптимальная
технологическая методика изготовления приборов: ориентация кристалла
кремния (100), окисел затвора выращивается в сухом
кислороде при 1273 К, отжиг после окисления в азоте при
температуре не выше 1073 К, алюминиевый затвор наносится
термическим напылением в вакууме и вжигается при 773 К.
Такие приборы при облучении дозой ЫО6 рад имеют сдвиг
порогового напряжения менее 1 В при напряжении на затворе
—10 и 1,5 В при U3=— 30 В.
Вариация технологических параметров как метод
повышения радиационной стойкости позволила получить сдвиг
порогового напряжения р-канальных МОП-транзисторов 0,9...
...1,5 В при облучении дозой 106 рад гамма-квантов 60Со и
напряжении на затворе —10 В, а сдвиг порогового напряжения
190
/0,0
5,0\
2.0
W
0.5

/г-канальных транзисторов составил от —0,5 до —1,0 В при
£)=Ю6 рад и [)3= + 10В [262]. При этом было установлено,
что сдвиг порогового напряжения МОП-приборов можно
снизить в несколько раз, если перед выращиванием подзатвор-
ного окисла очистить поверхность кремниевой подложки
предварительным окислением и последующим стравливанием
окисла. Влияние предварительной очистки поверхности
кремния перед окислением можно объяснить удалением
неконтролируемых примесей, остающихся на поверхности в
результате предокислительной обработки.
На рис. 7.6 показано, что наименьшее изменение
порогового напряжения после воздействия гамма-излучения 60Со
соответствует температуре получения пленок Si02 1273 К
[262].
В работе [265] рассматривалось несколько методов
получения пленок окисла кремния с повышенной радиационной
стойкостью. Отмечается, что пленки Si02, выращенные в
сухом кислороде, будут радиационно стойкими, если
температура процесса составит 1273 К и ниже (до 1173 К).
Недостатком такой технологии является то, что температура порядка
1273 К приводит к последующему заметному возрастанию
токов утечки после облучения в КМОП/КНС схемах.
Окислы, рыращенные в парах влажного кислорода с
добавлением НС1 при температуре около 1173 К, будут
радиационно стойкими, если их отжиг после окисления проводить
при температурах, равных или ниже температуры
выращивания.
Vnop.t
1,2
10
0,6
0,6
ОА
0.2
' б
<
■
.
■
, I
' X
, | ,
/221 1273 1323
1223 1273 1323 Ш
Рис. 7.6. Изменения порогового напряжения МОП-транзисторов после
гамма-облучения дозой 106 рад в зависимости от температуры окисления в
сухом кислороде при £/3= + 10 В (а) и —10 В (б)
191

Пиролитические окислы, выращенные в парах воды при
сжигании водорода в присутствии кислорода, обладают
повышенной стойкостью к облучению, если выращиваются при
температурах от 1123 до 1198 К и отжигаются сразу в азоте
при тех же температурах.
Влияние материала электрода затвора на радиационную
стойкость МОП-приборов исследовалось в работах [207,
271]. В работе [271] описано, что окисел кремния
выращивали в сухом кислороде при температуре 1373 К до толщины
0,1 мкм, затем электронно-лучевым методом наносили три
различных металла: алюминий, молибден и хром, далее
проводили отжиг при температуре 723...773 К. После облучения
дозой 106 рад МОП-структуры с хромовым затвором
показали сдвиг порогового напряжения в несколько раз меньший по
сравнению с молибденом и алюминием. Небольшие добавки
фосфора в окисел в конце роста из источника Р205 перед
нанесением хромового затвора позволяют повысить
радиационную стойкость МОП-приборов до 107 рад [207, 271].
В других экспериментах после нанесения хрома структуры
прогревали до 523 К, затем хром удаляли. После нанесения
алюминия повторно образцы обладали хорошими
радиационными свойствами, как и структуры с хромовым затвором.
Однако интенсивный прогрев при 523 К приводил к плавной
деградации характеристик приборов. Изучение
фотоэмиссионных характеристик систем Si—Si02—Cr(Al) [272] показало,
что в окисле, легированном хромом, возникают уровни
захвата для электронов в запрещенной зоне Si02 с энергией
активации 2,8, 3,4 и 3,8 эВ. Это обусловливает накопление
отрицательного заряда в окисле одновременно с
положительным, что уменьшает изменение порогового напряжения при
облучении.
В работе [271] также было отмечено некоторое повышение
радиационной стойкости МОП-структур с молибденовыми
затворами по сравнению со структурами с алюминиевыми
затворами, что может быть обусловлено совпадением
коэффициентов температурного расширения молибдена и окисла
кремния, а также отсутствием взаимодействия молибдена с
окислом при высоких температурах [273].
Использование в качестве материала для затвора
поликристаллического кремния показало снижение радиационной
стойкости МОП-приборов по сравнению с приборами с
алюминиевым затвором [274, 275].
В последнее время в МОП-приборах применяются в
основном алюминиевые и поликремниевые затворы, а также
некоторые их модификации.
В работе [275] описан лазерный отжиг для улучшения
радиационных характеристик МОП-приборов с поликремние-
192

выми затворами, полученными пиролизом SiCbHfe при
температуре 1073 К. Для отжига использовался сканирующий
аргоновый лазер мощностью 15 Вт. Для сравнения также
проводился термический отжиг отдельных приборов при
температуре 1273 К в атмосфере азота. В результате было
обнаружено, что при облучении МОП-приборов дозой 106 рад со
смещением + 10В сдвиг порогового напряжения в случае
использования лазерного отжига в три раза меньше по
сравнению с термическим.
В ряде работ были достигнуты высокие уровни
радиационной стойкости МОП ИМС вследствие оптимизации
технологии изготовления окисла кремния, послеокислительного
отжига, снижения толщины пленок Si02 и других
усовершенствований при применении как алюминиевых, так и
поликремниевых электродов затворов [266—270].
Снижение температуры с 1373 до 1273 К при термическом
окислении в сухом кислороде, уменьшение толщины окисла с
0,10 до 0,07 мкм, снижение температуры послеокислительного
отжига с 1373 до 1123 К, проведение отжига в атмосфере
гелия вместо азота — все это позволило повысить
радиационную стойкость я-МОП-микропроцессоров типа F-8 с
поликремниевыми затворами с 3-103' до 1 • 104 рад [266].
Процесс окисления во влажном кислороде при
определенном соотношении паров H2O/HCI использовался для
изготовления радиационно стойких КМОП ИМС [267]. Отжиг после
окисления проводился в атмосфере чистого азота, причем
температура отжига была снижена с 1223 до 1123 К. В
результате радиационная стойкость ряда КМОП ИМС достигла
следующих значений: CD4001A (4 логических элемента
2ИЛИ — НЕ) — ЫО6 рад; CD4015A (два 4-разрядных
статических сдвиговых регистра) —2-Ю6 рад; CD4019A (4
избирательных логических элемента И/ИЛИ)—3-Ю6 рад;
CD 4061А (статическое ЗУПВ емкостью 256 бит} — 5-105 рад.
В работе [268] повышение радиационной стойкости
КМОП ИМС различной степени интеграции было получено в
результате выращивания слоя окисла кремния при
температуре 1273 К в атмосфере чистого кислорода с последующим
отжигом в Ng при 1123 К. Причем толщина окисла была
уменьшена от 0,10 до 0,075 мкм. Такая толщина
оказалась достаточной, чтобы устранить поверхностные дефекты,
снижающие надежность схем, и в то же время уменьшить
величину объемного заряда, формирующегося при воздействии
радиации. С целью уменьшения влияния возможных
изменений пороговых напряжений, возникающих под действием ра-
диационно-индуцированных объемных зарядов, были
изменены начальные значения пороговых напряжений: увеличено
£/ПОр я-канальных МОП-транзисторов с 1,3 до 1,8 В и умень-
193

шено значение [/пор р-канальных транзисторов с —1,7 до
—1,3 В. Это было обеспечено уменьшением сопротивления
подложки и повышением концентрации примесей в р-слое.
Для повышения радиационной стойкости КМОП ИМС была
изменена техника нанесения металлизации на поверхность
пленок окисла: вместо электронно-лучевого метода применя-
' п.
tiA
Я?4
№
/О1
Ю\~
i ,. .—•■
ю5
7?05Црад
Рис. 7.7. Зависимость тока потребления КМОП ИМС от дозы
гамма-излучения: / — БИС; 2 — СИС; 3 — МИС
лось или взрывное испарение, или индукционный нагрев для
осаждения пленок алюминия.
Были проведены испытания устойчивости к
гамма-излучению 6QCo трех групп КМОП интегральных микросхем,
полученных по новой технологии [268]: 1) МИС — схемы с малой
степенью интеграции (CD 4001—4 элемента 2ИЛИ— НЕ;
CD 4011—4 элемента 2И —НЕ; CD 4023 —3 элемента
ЗИНЕ) ; 2) СИС — схемы со средней степенью интеграции
(CD 4013 — два D-триггера; CD 4014 — 8-разрядный
сдвиговый регистр; CD 4017 — декадный счетчик; CD 4027 — два
JK-триггера; CD4053 — аналоговый мультиплексер);<
3) БИС — большие интегральные схемы (MM54C200D —
ЗУПВ емкостью 256 бит). На рис. 7.7 показаны дозовые
зависимости тока потребления для трех групп КМОП ИМС.
Величина тока потребления зависит от количества
элементов в схемах, т. е. от их сложности. Предельно
допустимые значения токов потребления при
напряжении питания 10 В для вентилей не должны быть выше
10 мкА, для триггеров — не выше 20 мкА, для СИС — не
выше 50 мкА и для БИС — не выше 100 мкА. Как видно,
облучение КМОП-приборов дозой 106 рад не вызывает большого
роста токов потребления, во всех случаях они остаются
заметно ниже предельно допустимых значений. Аналогичные
результаты были получены при измерении времени задержки
КМОП ИМС с различной степенью интеграции. Облучение
дозами до 106 рад не вызывало потери работоспособности
схем. Высокая надежность радиационно стойких КМОП ИМС
194

была подтверждена при испытаниях 120 схем CD 4001,
проработавших без отказа в течение 1000 ч при температуре
398 К и напряжении питания 15 В.
Технология изготовления радиационно стойких КМОП
БИС с поликремниевыми затворами приводится в работах
[269, 270]. Она включает следующие операции: начальное
окисление (подложка n-типа на эпитаксиальном кремнии
п+-типа); фотолитография р-области, имплантация и диффу-
41-Si
J L
поли- 51
SiO?
J L
поли-Si
/Ur] un\ sLo2 /ТТЛ CZDV_
Охранное кольцо
N~
1
n
Рис. 7.8. Конструкция КМОП ИМС с поликремниевыми затворами
зия; определение охранной р+-зоны и диффузия; травление
пластины и осаждение нитрида кремния; определение
активной области (фотолитография по нитриду кремния);
удаление нитрида и нанесение радиационно стойкого окисла
толщиной 0,05 мкм (при температуре 1273 К в сухом
кислороде) [270]; осаждение поликристаллического кремния и
фотолитография; имплантация р+- и я+-областей стоков и
истоков; осаждение межслойного окисла и фотолитография
контактов; осаждение Al—Si, фотолитография и вжигание.
В результате получается конструкция КМОП ИМС,
сечение которой показано на рис. 7.8. Применение эпитаксиально-
го кремния (100) n-типа на слое /г+-типа предотвращает при
импульсном облучении эффект «защелкивания», охранная
р+-зона ограничивает токи утечки, а использование
радиационно стойкого тонкого окисла снижает сдвиг порогового
напряжения при воздействии радиации. Радиационные
испытания КМОП ЗУПВ емкостью 4096 бит, изготовленных по
данной технологии, показали, что работоспособность схем
сохраняется до доз 5-Ю5 рад (табл. 7.3). Невосприимчивость к
эффекту «защелкивания» ЗУПВ наблюдалась до мощностей
доз 2-1010 рад/с.
Имплантация пленок Si02 ионами небольших энергий в
ряде работ [276—278] использовалась для повышения
радиационной стойкости МОП-приборов при положительном
напряжении на затворе. Имплантация пленок окисла кремния
195

Таблица 7.3
Изменение параметров КМОП ЗУПВ
при воздействии гамма-излучения
Параметр
Время выборки, не
Ток потребления, мкА
Доза облучения, рад (Si)
0
150
4
МО*
149
5
5-10*
225
9
ионами А1+ с энергией 10...25 кэВ, флюенсом 1 • 1015 см~2 с
последующим отжигом при 1198 К привела к тому, что сдвиг
вольт-фарадных характеристик МОП-структур составил
менее 1 В после облучения дозой гамма-радиации МО6 рад
при напряжении на затворе +10 В [276]. Однако при этом
наблюдалось некоторое искажение нижней части
вольт-фарадных характеристик вследствие возрастания плотности
БПС. Кроме того, ионная имплантация ухудшает
радиационные характеристики в случае отрицательных смещений при
облучении. Поэтому при использовании ионной имплантации
в КМОП ИМС затворы р-канальных транзисторов должны
быть закрыты маской.
Уменьшение в несколько раз сдвига напряжения плоских
зон при положительном смещении после рентгеновского и
гамма-облучений наблюдалось в МОП-структурах с
термическим окислом кремния, предварительно имплантированным
ионами А1+, Аг+ Се+, Хе+ [277]. Было установлено, что
имплантация различными ионами с энергией 5...30 кэВ флюен-
сами 10й... 1015 см~2 повышает радиационную стойкость МОП-
приборов вследствие создания сходных распределений
электронных ловушек с плотностями порядка 1012 см-2 из-за
образования дефектов смещения в Si02, но не в результате
соединения (взаимодействия) ионов с собственными или радиа-
ционно-индуцированными дырочными ловушками. Данный
эффект постепенно ослабляется в результате отжига при
температурах от 573 до 1273 К; нейтрализацию тех же ловушек
можно осуществить инжекцией фотоэлектронов в окисел. Это
подтверждает тот факт, что ионная имплантация является
разносторонним методом для повышения радиационной
стойкости окисла кремния при положительном смещении.
Рассмотрение механизмов снижения радиационной
чувствительности МОП-приборов при использовании ионной
имплантации пленок Si02 проводилось в работе [278]. Основные
особенности накопления заряда при облучении в имплантиро<
ванном окисле кремния при положительном или
отрицательном смещении затвора качественно описываются следующей
моделью (рис. 7.9). Основным эффектом мелкой имплантации
196

ионов, например А1+, является образование в окисле зоны
дефектов смещения, которые могут захватывать большое
количество электронов и дырок. Полагается, что неимплантиро-
ванный окисел существенно свободен от электронных ловушек
и имеет только дырочные ловушки с высокой их концентрацией
у электродов затвора и кремния (рис. 7.9, а). Допускается, что
в имплантированном окисле дырочные ловушки имеют
концентрацию у границы раздела Si—Si02, сравнимую с концен-
*
Металл. .. 5L02 5L
Металл
'Щ
sio7
?д
ишен-
5i
\№РУшсп^Ненару-
ная зона \ шейная зона
_ + _
+ - +
1з ■*£.
х*0
fro-Фо
х-О afa+в) /л0-фй
Рис. 7.9. Модель электронного и дырочного захвата в неимплактированном
(а) и имплантированном (б) окислах МОП-структур
трациеи дырочных ловушек в неимплантированном окисле.
Такая аппроксимация не будет полностью верной, если в
результате ионизации в процессе имплантации будут
образовываться новые ловушки у границы раздела.
Когда окислы подвергаются облучению гамма-квантами,
электронно-дырочные пары генерируются равномерно по
всему окислу. Электронная инжекция из кремния не
учитывается. В созданной имплантацией зоне дефектов смещения
генерированные радиацией НЗ имеют малые длины свободного
пробега до захвата, поэтому они будут или компенсироваться
зарядами на ловушках, или рекомбинировать между собой.
В ненарушенной зоне окисла электроны и дырки являются
подвижными, и те, которые избежали рекомбинации, будут
двигаться под действием приложенного поля. Полагается, что
электроны не захватываются у границы раздела Si—Si02, а
захватывается лишь часть дырок (10...15%). Электроны или
дырки, проникшие в дефектную зону окисла, полностью
захватываются в области от х=а до х=а + Ь, где х отсчитывается
от границы раздела с металлом (рис. 7.9,6). В результате эта
область окисла будет иметь общий положительный или
отрицательный заряд в конце облучения в зависимости от знака
напряжения, приложенного к затвору. Предполагается, что в
неотожженном окисле имеется больше ловушек в этой
дефектной зоне. Расчеты, основанные на рассмотренной модели, при-
197

вели к следующей зависимости напряжения плоских зон от
параметров имплантированного окисла при облучении [278]:
"-"•('-^d'—H?-)]-
где с — доля захваченных дырок у границы раздела Si—SKV,
Хо, d — размеры областей положительного заряда у границы
Si—Si02 (рис. 7.9, а); В' — константа для данных условий
облучения; t — время облучения; R — пробег ионов в Si02 с
определенной энергией.
Используя значения #0 = 0,1315 мкм; d=0,020 мкм; с=0,10
и £/3= + 10 В, определим напряжение насыщения, когда t-^oo:
</„.(«« = £/.(l cdX^2R у
При энергии ионов А1+ 20 кэВ и флюенсе 1014 см-2 расчетное
значение £/Пз(нас)=5,4 В; экспериментальное С/пз(нас) = 5,5 В.
При £Ai = 30 кэВ, Фа1=Ю15 см~2 расчетное <7ПЗ(нас)=6,9 В;
экспериментальное С/ц3(нас) = 7,0 В. Видно, что модель достаточно
хорошо согласуется с экспериментом.
С целью повышения устойчивости к импульсной радиации
и для предотвращения возможности включения четырехслой-
ной структуры в КМОП ИМС CD 4007 применялось
легирование золотом до концентраций 1016 см-3, так как при этом
снижается время жизни носителей и уменьшается
коэффициент передачи тока составляющих транзисторов [279]. Но при
таком легировании трудно контролировать процесс, что
приводит к уменьшению выхода годных приборов.
Облучение нейтронами также снижает время жизни
носителей в паразитной четырехслойной структуре КМОП ИМС
и предотвращает эффект «защелкивания» [214, 280, 281].
Нейтронная обработка флюенсом 1014 см~2 КМОП-микропроцес-
соров типа 1802 повысила их устойчивость к импульсной
радиации: отказы не наблюдались до мощностей дозы
2-Ю11 рад/с [214]. При дозах 300 крад микропроцессоры
оказывались работоспособными через 10 мкс. При дозе 800 крад
приборы восстанавливались через 600 мс после окончания
радиационного импульса. При дозе 1,6-106 рад для
восстановления работоспособности микропроцессоров типа 1802
понадобилось 4 с.
По сообщению авторов работы [280], оказалось
эффективным нейтронное облучение флюенсами от 5-1013 до 2- 10й см~2
КМОП ИМС серии CD 4000 с последующим отжигом при
температуре 473 К в течение 30 мин (для пластин) или при
температуре 413 К в течение 96 ч (для приборов в корпусах).
Такой режим отжига способствовал практически полному уда-
198

лению ионизационных нарушений и примерно 70% дефектов
смещения. В результате эффект «защелкивания» не
наблюдался у КМОП ИМС серии CD 4000 в диапазоне мощностей
доз от 108 до 1010 рад/с. Однако отмечается, что для
абсолютно полного устранения «защелкивания» в КМОП-приборах
необходим флюенс нейтронов более 1015 см~2. Его можно
получить длительным облучением с помощью мощного
импульсного реактора, сопутствующее гамма-излучение которого
может привести к полной деградации приборов.
Отсюда следует, что для применения нейтронной обработки
необходимо иметь довольно радиационно стойкие к общей
дозе ионизирующего излучения КМОП-приборы. Такие
приборы с окислами, полученными в сухом кислороде при 1273 К
[273], испытывались при воздействии различных видов
радиации [280]. Пороговые напряжения я-канальных
МОП-транзисторов изменялись в пределах от 0,85 до 1,65 В, а р-каналь-
ных — в пределах от —1,35 до —2,3 В при дозах
гамма-облучения до 107 рад. При облучении флюенсами нейтронов до
1015 см~2 параметры КМОП ЗУПВ емкостью 256 бит типа
MM54C200D практически не изменились. Однако при
увеличении флюенса нейтронов до 1016 см-2 ток потребления
возрос с 2 до 25 мкА, но еще остался в пределах допустимых
значений. В этом же случ*ае быстродействие приборов снизилось
почти вдвое: время задержки распространения увеличилось с
370 до 660 не.
Для данных КМОП ЗУПВ отказ наступал в результате
эффекта «защелкивания» при мощности дозы 1,8-108 рад/с.
Облучение средними флюенсами нейтронов не дало
заметного эффекта: при Фп=1014 см-2 отказ происходил при Р =
= 2-108 рад/с, а при Фп=1015 см-2 —при Р.=5-108 рад/с.
Тогда нейтронная обработка ЗУПВ была расширена до больших
флюенсов — 1016 см-2. В результате было получено повышение
устойчивости приборов к импульсной радиации почти на
порядок — до 1,2-109 рад/с.
В ряде случаев для повышения радиационной стойкости
МОП-приборов использовалась термообработка в сочетании с
предварительным облучением [189, 282, 283]. Такая методика
отличается относительной простотой и не требует специального
технологического оборудования.
Авторы работы [282] добились повышения радиационной
стойкости р-канальных МОП-транзисторов типа FI-100 с
нескольких сотен до 2-104 рад. Для этого проводилось
гамма-облучение дозами 9- Ю3...1,2-104 рад при большом
положительном напряжении на затворе ( + 30 В) с последующим отжигом
при температуре 453...473 К в течение 12 ч. Повышение в 2...3
раза радиационной стойкости р-канальных
МОП-транзисторов было получено в результате использования циклов облу-
199

чение — отжиг (6...8 циклов, каждый цикл включал облучение
электронами с Ее= 1,5 МэВ, Фе=5-1012 см~2; отжиг при
температуре 573 К в течение 2 ч) [189].
В работе [283] описано облучение гамма-радиацией 60Со
КМОП ЗУПВ емкостью 1 кбит в статическом и динамическом
режиме. При облучении постоянно контролировался ток
потребления. В динамическом режиме предельная величина
тока /п=4 мА была достигнута после облучения дозой около
8-Ю4 рад; в статическом режиме предельное значение тока
потребления 100 мкА было превышено при Dv«l,2-104 рад.
После этих доз приборы подвергались отжигу в течение
— 1000 с, что было достаточно для восстановления исходных
значений параметров. В динамическом режиме было
проведено три таких цикла облучение — отжиг, а в статическом —
пять циклов. В результате функциональный отказ ЗУПВ
наступил при дозе 1,5-105 рад в статическом режиме и при дозе
4,4-105 рад в динамическом.
Физический механизм повышения радиационной стойкости
МОП-приборов после предварительной радиационно-термиче-
ской обработки кратко заключается в следующем. В
МОП-приборах существуют напряженные связи на границах раздела
диэлектрика с полупроводником и металлом. Предварительное
облучение разрывает напряженные связи. Затем валентные
связи восстанавливаются при термообработке. В результате
получается более совершенная структура МОП-приборов с
минимальным количеством напряженных связей,
обусловливающих захват НЗ при облучении.
Применение технологии «кремний на сапфире» является
особенно перспективным для производства МОП БИС с
повышенной стойкостью к импульсной радиации [151, 284—290].
Диэлектрическая изоляция за счет физического разделения
отдельных МОП-транзисторов в виде островков на
непроводящей сапфировой подложке позволила избавиться от
паразитных четырехслойных структур, т. е. от эффекта
«защелкивания» при высоких интенсивностях импульсной радиации.
Наличие диэлектрической изоляции и уменьшение общих
размеров активных областей МОП-транзисторов способствует
заметному снижению фототоков в ИМС, возникающих при
воздействии ионизирующих излучений. По этой же причине
МОП/КНС-приборы оказываются относительно
нечувствительными к действию космических лучей или а-частиц,
вызывающих так называемые мягкие ошибки [284].
Однако для того чтобы реализовать возможность
существенного повышения радиационной стойкости МОП/КНС БИС,
необходимо было решить ряд специфических проблем.
Во-первых, радиация создает положительный заряд в сапфировой
подложке, который наводит инверсный слой м-типа в нижней
200

части кремниевой пленки у границы раздела Si — сапфир»
В результате в я-канальных МОП-транзисторах появляются
токи утечки в канале, которые не зависят от напряжения на
затворе. Для снижения этих токов было предложено два
специальных метода: отжиг сапфировых подложек в водороде
перед эпитаксиальным осаждением кремния [285] и глубокая
имплантация бора в островки /г-канальных приборов [286].
Как следствие этих мер, величина токов утечки была снижена
Рис. 7.10. Структура КМОП/КНС ИМС с поликремниевыми затворами
более чем на два порядка. Во-вторых, боковые стороны
кремниевых островков с МОП-транзисторами не имеют ориентации
(100), как их верхняя часть. Поэтому радиация может
вызывать дополнительные утечки по краям приборов. Для
устранения этого эффекта использовалась селективная имплантация
бора [284].
В работе [287] было установлено, что применение
термического окисления во влажном кислороде при 1198 К
предпочтительнее в КМОП/КНС ИМС, чем окисление в сухом
кислороде при 1273 К. В последнем случае требуется
продолжительный высокотемпературный цикл, который ухудшает качество
поверхности сапфировых подложек, а также может вызвать
боковую диффузию в короткоканальных транзисторах.
Приборы с «влажным» окислом имели токи утечки на два или три
порядка меньше, чем транзисторы с «сухим» окислом.
Приведем некоторые примеры радиационных
характеристик КМОП/КНС ИМС. В работе [288] использовались
окисление во влажном кислороде при температуре 1148 К и все
последующие более низкотемпературные процессы (ионная
имплантация, осаждение поликремниевых затворов и др.).
Типичная структура КМОП/КНС ИМС показана на рис. 7.10.
После облучения дозой 106 рад пороговые напряжения
/г-канальных МОП-транзисторов в таких схемах сдвигались
меньше, чем на 0,5 В, а р-канальных транзисторов — ^ 1,6 В при
£П=10В.
КМОП/КНС приборы с короткими п- и р-каналами
201

(2,8 мкм) и пленкой Si02 толщиной 0,05 мкм после облучения
дозой 106 рад показали сдвиг порогового напряжения 0,6...0,9 В
[289]. При этом после облучения той же дозой время
задержки распространения кольцевого генератора возросло с 0,60
(исходное) до 0,87 не, а ток потребления при £п=5 В
уменьшился с 0,78 до 0,60 мА.
Радиационная стойкость КМОП/КНС СБИС (эмуляторов
и программируемых схем) к импульсному и непрерывному
облучению исследовалась в работе [290]. Сбои логических
состояний появились при воздействии импульсов электронов с
£в=15МэВ длительностью 20 нс с мощностью дозы от
4,5-1010 до 4,1 • 1011 рад/с. Доза в импульсе, при которой
возникали необратимые изменения в схеме, оказалась равной
1,64--104 рад. При непрерывном облучении КНС схемы были
работоспособны до 1 • 106 рад.
Одним из перспективных методов повышения
радиационной стойкости МДП-приборов является замена
традиционного окисла кремния другими диэлектриками (Si3N4, Si^O^N*,
AI2O3) [151, 291—295], применение двухслойных
диэлектриков (Si3N4—Si02, Р205—Si02, А1203—Si02) [208,296—298].
Пленки оксинитрида кремния состава Si2ON2 показали
высокую радиационную стойкость порядка 107 рад при
смещении затвора от —8 до + 25 В [291]. Однако при С/3<—8 В
наблюдалось заметное образование отрицательного заряда в
слое Si2ON2, что обусловлено инжекцией и захватом
электронов. Общая пониженная радиационная чувствительность
пленок Si2ON2 объясняется эффективной рекомбинацией НЗ,
созданных облучением, примерно сбалансированными
концентрациями глубоких дырочных и электронных ловушек.
Авторы работ [292, 293] исследовали накопление заряда
при электронном облучении в МДП-структурах с пленками
оксинитрида кремния различного состава, полученными при
температуре 1273 К из газовой фазы (SiCl4—С02—NH3) или
(SiH4—С02—NH3). Изменение соотношений концентраций
С02 и NH3 при постоянной концентрации SiCl4 или SiH4
позволило получать на подложке из кремния n-типа
диэлектрические пленки различного состава (SixOt,Nz), включая чистые
Si02 и Si3N4. С ростом флюенса электронов от 1013 до 1015 см-2
на зависимости величины эффективного заряда диэлектрика
от его состава проявляется минимум, соответствующий
составу Si303N2. Была также обнаружена зависимость
радиационной чувствительности пленок Si^Ot/Nz от способа их
изготовления. Пленки оксинитрида кремния, полученные из силано-
вой системы, содержащей SiH4, оказались в несколько раз
устойчивее к облучению, чем пленки, полученные из хлоридной
системы, содержащей SiCl4. Этот эффект обусловлен
одновременным присутствием в хлоридной системе хлора и водорода.
202

При наличии в комплексе хлора и связей Si—Н благодаря
высокому электронному сродству хлора происходят
ослабление водородных связей в этом комплексе [299] и разрыв их
при облучении. В результате образуется дефект типа
трехвалентного кремния, который является эффективным центром
захвата дырок.
В работе [296] было установлено, что применение системы
Р2О5—Si02 эффективно при производстве радиационно
стойких я-канальных МДП-транзисторов, тогда как применение
системы Si3iN4—Si02 пригодно и для я-, и для р-канальных
приборов.
Более высокая радиационная стойкость диэлектрических
пленок Si3N4 обусловлена наличием в них как донорных, так
и акцепторных центров вследствие существования
ненасыщенных связей кремния и азота [273]. Кроме того, пленки Si3N4
непроницаемы для ионов Na+. Однако при использовании
однослойных пленок Si3N4 в МДП-структурах наблюдается
высокая плотность БПС на границе раздела Si3N4—Si. Поэтому в
настоящее время наибольшее практическое использование
получили МНОП-приборы со структурой металл — Si3N4—Si02—
Si. Например, КМНОП/КНС ПЗУ емкостью 1024 бит с
химически осажденными пленками Si3N4 толщиной 0,13 мкм и
термическими пленками Si02 (0,01 мкм) показали
радиационную стойкость к общей дозе облучения 1 • 106 рад и
импульсному облучению свыше 1010 рад/с [297]. В работе [298]
описываются характеристики радиационно стойкого МНОП
перепрограммируемого постоянного ЗУ емкостью 16 кбит. ППЗУ
состояло из запоминающих элементов на основе п-канальных
МНОП-транзисторов с поликремниевыми затворами и
охранными р+-областями. Слои Si3N4 толщиной 0,035 мкм были
получены химическим осаждением из смеси NH3—SiCl2H2
(9:1) при температуре 1023 К. После гамма-облучения 60Со
дозой 106 рад при £п=9 В время выборки ППЗУ составило
270 не (до облучения /в=150 не), ток потребления увеличился
с 10 до 100 мкА, что находится в допустимых пределах. После
воздействия рентгеновского импульса длительностью 20 не не
наблюдалось потери информации или эффекта
«защелкивания», при мощностях дозы 5-1011 рад/с.
Применение диэлектрических пленок А1203 вместо Si02
позволяет получить радиационно стойкие КМОП/КНС ИМС
(рис. 7.11) [151]. Из рисунка видно, что облучение
инверторов с пленками А1203 дозой 106 рад мало влияет на их
передаточные характеристики в отличие от характеристик КМОП-
инверторов с пленками Si02 (см. рис. 6.2). При использовании
химически осажденного окисла алюминия при облучении
образуется очень мало БПС на границе раздела А1203—Si (нет
снижения поверхностной подвижности в канале, т. е. удельной
203

крутизны). Образование положительного заряда в пленках
А1203 при облучении ограничивается вследствие захвата
электронов на ловушках, а также инжекции электронов из
внешних электродов (кремния или металла). Недостатком
приборов с А1203 является нестабильность их характеристик
из-за инжекции заряда. Механизмы этой нестабильности
подробно рассматривались в работах [148, 149] (см. § 5.2). Ин-
жекция заряда приводит к особой зависимости радиационных
эффектов от смещения при облучении. При отрицательном
смещении небольшой сдвиг
порогового напряжения происходит в
сторону положительных значений,
что свидетельствует об
образовании результирующего
отрицательного заряда в слое А1203. В целом
приборы с пленками А1203
являются радиационно стойкими (до
Рис. 7.11. Влияние гамма-излучения на
передаточные характеристики КМДП-
инвертора с диэлектриком АЬОз: 1 —
Dv=0; 2 — ЫО5; 3— МО6 рад
107 рад) в основном при нулевом и отрицательном смещениях
затвора, а также при достаточно большом положительном
смещении, когда положительный заряд окисла
компенсируется инжекцией электронов [294].
В работе [295] было показано, что радиационная
чувствительность МОП-структур с пленками А1203 существенно
идентична при комнатной температуре и при 80 К. При средних
положительных смещениях сдвиг напряжения плоских зон
(Af/дз) был в 5 раз меньше, чем у структур с пленками Si02
при температуре 80 К. При отрицательном смещении и низкой
температуре величина Д£/Пз А120з-структур составила менее
2;%, от сдвига характеристик БЮ2-структур при аналогичных
условиях облучения (Т> = 5- 10Б рад, U3=±10 В). Относительно
высокая радиационная стойкость пленок А1203 при низких
температурах объясняется быстрым переносом большей части
электронов и дырок, тогда как в пленках Si02 дырки
оказываются практически неподвижными при температуре 80 К. Было
также установлено, что нестабильность, связанная с
инжекцией электронов при положительном смещении, существенно
уменьшается при температуре 80 К. В связи с этим А1203
является перспективным диэлектриком для построения
радиационно стойких МДП-приборов, работающих при низких
температурах [295].
.204

§ 7.6. КОНСТРУКТИВНО-СХЕМОТЕХНИЧЕСКИЕ
МЕТОДЫ СНИЖЕНИЯ РАДИАЦИОННОЙ
ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТИ МДП
ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
Повышение радиационной стойкости МДП-
приборов эффективно достигается в результате сочетания
различных технологических и конструктивно-схемотехнических
методов. Рассмотрим основные
конструктивно-схемотехнические способы снижения радиационной чувствительности МДП
ИМС.
Применение специальных экранов для радиационной
защиты МДП-приборов в бортовой космической аппаратуре
является наиболее простым конструктивным методом [125, 201,
300]. Например, экран из алюминиевого листа толщиной
1,5 мм снижает в космических условиях плотность потоков
электронов и протонов более чем на порядок. Однако для
уменьшения интенсивности потока нейтронов на один порядок
необходим стальной лист толщиной 150 мм, т. е. для защиты
бортовой аппаратуры от проникающей радиации ядерного
взрыва такие экраны не пригодны.
Предварительный отбор наиболее радиационно стойких
МДП-приборов с по'мощью пробного неразрушающего
облучения от рентгеновского или изотопного источника
осуществляется эффективно и быстро, например, при испытаниях
космической аппаратуры [150, 201, 301]. Наименее чувствительные
к облучению приборы затем отжигаются до исходного уровня
без особых нарушений структуры. Для прогнозирования
предполагаемой радиационной стойкости без применения
облучения могут использоваться измерения некоторых
чувствительных электрических параметров МДП-приборов, например
коэффициента шума [302].
Периодическое увеличение температуры кристаллов
приборов до 423...473 К вследствие повышения тока стока или
применения специального нагревательного элемента
позволяет восстанавливать параметры МДП-приборов с помощью
отжига в процессе облучения [201, 302].
Использование резервирующих систем МДП-приборов
может быть эффективным, если одна из систем автоматически
заменяет другую после набора ею критической дозы;
«отдыхающая» система будет в значительной степени
восстанавливаться, так как облучается при нулевом смещении [125].
Общее время работы системы увеличивается в результате
попеременного отдыха систем.
Оптимизация смещения МДП-приборов может повысить их
радиационную стойкость, во-первых, подачей небольшого
отрицательного смещения, когда прибор не работает в основной
205

схеме; во-вторых, если применять автоматическое устройство,
позволяющее по мере увеличения дозы облучения повышать
напряжение питания МДП ИМС до значения,
обеспечивающего переключение состояний при данной дозе [125, 150].
Для восстановления порогового напряжения
комплементарных МНОП-транзисторов, подвергнутых ионизирующему
облучению, в работе [303] предлагается использовать эффект
накопления как положительного, так и отрицательного заряда
(насыщ.
15 нагрузка)
Л"агаадЧ
Делитель Мстохобый
напряжения лобторилуель
иВых
Тс (чцёстёи/пельныи
10 элемент)
ЯаскадЗ
Инёертор
Рис. 7.12. Схема устройства компенсации радиационного сдвига порогового
напряжения в ПЗС
у границы раздела SisN4 — SiCb, когда заряд переносится
через тонкий окисел (d<0,005 мкм) из кремния в условиях
сильных полей (>5-106 В/см). Отрицательный заряд
накапливается при £/3>0, а положительный — при £/3<0. Важно
отметить, что полярность заряда, накопленного в условиях сильных
полей в окисле, противоположна полярности заряда,
созданного облучением. Поэтому заряд, захваченный у границы
раздела SisN4—Si02 в результате облучения, может быть
скомпенсирован зарядом, переносимым через окисел, с
помощью периодического увеличения приложенного к КМНОП-
структуре смещения.
Схемотехническая компенсация радиационного сдвига
порогового напряжения рассматривалась в работе [242]. Такое
устройство (рис. 7.12) обеспечивало работоспособность ПЗС
в условиях облучения вследствие непрерывного реагирования
на радиационный сдвиг порогового напряжения и
автоматического изменения напряжения питания ПЗС для компенсации
206

сдвига. Напряжение на выходе третьего каскада схемы
устройства должно составлять
где £/зо — напряжение на электродах ПЗС до облучения;
At/nop — радиационный сдвиг порогового напряжения под
электродами переноса. Для этого толщина окисла МДП-тран-
зистора Т6, выполняющего роль чувствительного элемента,
выбирается равной толщине окисла под электродами переноса.
Кроме того, устройство компенсации располагается на той же
подложке, что и ПЗС. Технологический процесс выращивания
окисла и все термообработки идентичны для ПЗС и
транзистора Т6. Первый и второй каскады схемы обеспечивают
смещение затвора транзистора Т6, необходимое для компенсации
порогового напряжения нагрузочного транзистора Т5. При
этом начальное выходное напряжение схемы равно половине
напряжения питания £п/2. Выходное напряжение схемы
компенсации подается на электроды ПЗС через специальную
фиксирующую цепь, расположенную на том же кристалле.
Фиксирующее устройство обеспечивает постоянное смещение
потенциала на электродах переноса ПЗС, компенсирующее
радиационный сдвиг .порогового напряжения, в то время как
амплитуда и форма тактовых импульсов остаются
неизменными.
Недостатком метода схемотехнической компенсации
сдвига порогового напряжения является то, что таким способом
нельзя уменьшить плотность БПС и связанное с этим
увеличение темновых токов ПЗС в условиях облучения.
Применение специальных приемов проектирования
топологии МДП ИМС также способствует повышению их
радиационной стойкости. В работе [209] радиационно стойкий КМОП
логический элемент 2ИЛИ — НЕ был выполнен топологически
в виде двух параллельных цепочек я- и р-канальных МОП-
транзисторов, в которых межсоединения затворов
осуществляются продолжениями их поликремниевых электродов. Шины
питания и земли алюминиевые. Размеры элемента 150Х
Х77 мкм. Ширина каналов «-типа — 38 мкм, р-типа — 77 мкм,
длина каналов — 4 мкм. Все д-канальные МОП-транзисторы
окружены диффузионными охранными областями р+-типа; р-
карман соединен с шиной земли так, чтобы уменьшить
индуцированное фототоками падение напряжения.
На рис. 7.13 представлена конструкция д-канального МОП-
транзистора, обеспечивающая ему хорошие радиационные
характеристики [304]. Основными особенностями этой
конструкции является то, что прибор окружен охранным кольцом
р+-типа, а тонкий цодзатворный окисел простирается от об-
207

ластей стока и истока до этого охранного кольца. Если бы не
было этих двух особенностей, тогда бы металлизация затвора
находилась над слаболегированной р~-областью транзистора
с толстым окислом между затвором и кремнием. При
относительно небольших дозах облучения слаболегированная р--об-
ласть будет стремиться инвертироваться в материал n-типа, и
могут возникнуть большие токи утечки между областями
пятила стока и истока. В случае конструкции транзистора, пока-
Тонпий
окисел .

Металлизация
I затоора
^к
Исток
-охранное, кольцо
р'-лооложка.
п+
Сток
р~-подложка
р*-охраннве кольцо
Рис. 7.13. Топологическая схема радиационно стойкого «-канального МОП-
транзистора
занной на рис. 7.13, имеется тонкий окисел между
слаболегированной р--областью и металлом затвора, что способствует
очень высокой устойчивости прибора к радиации.
Определение оптимальной конструкции радиационно
стойкого КМОП/ХНС элемента И—НЕ с произвольным числом
входов проведено в работе [305]. Был проанализирован
процесс компенсации фототоков, возникающих в сапфировой
подложке при мощных импульсах радиации. Результирующие
проводимости всех р-канальных (Gp) и n-канальных (Gn)
транзисторов определяются соответствующими выражениями:
Gp = zRp + QEp;
Gn
W(RP + ME'P)
r + Q(l+ME'plRp)
где z — число входов; г=Г+Q; V — число входов с
логической «1»; Q — число входов с логическим «0»;*RP — радиа-
ционно-индуцированная проводимость (Rn = WRp); W=
= Wn/Wp— отношение ширин каналов; Е р — проводимость
208

открытого р-канала (E'n=MWE'p); коэффициент 1^М^З
для КМОП/КНС элементов И—НЕ.
Тогда выходное напряжение элемента определяется как
п — ^riGp
У вых — п . п •
Отсюда рассчитывалась оптимальная величина отношений
ширин каналов W, при которой может происходить
компенсация фототоков в сапфире и достигается максимальная устой-
Та блица 7.4
Радиационная стойкость типичных КМОП/КНС
элементов И — НЕ с оптимальной конструкцией
Число
входов Z
1
2
3
4

Оптимальное W
0,71
1,50
2,30
3,10
Предельная
мощность дозы, 1010
рад (Si)/c
5,95
3,14
2,13
1,61
чивость КМОП/КНС элементов И—НЕ к импульсной
радиации. Результаты расчетов для приборов с окислом толщиной
0,1 мкм представлены в табл. 7.4. Отказы ИМС определялись
при таких мощностях дозы, когда выходное напряжение
изменялось на 20%. Экспериментальные данные для элементов
2И—НЕ (2=2) хорошо согласуются с результатами расчетов.
При использовании неоптимального отношения (W=l)
отказы КМОП/КНС элементов И—НЕ наступают при мощностях
доз в 2...5 раз меньше, чем при оптимизации W.
Оптимальное схемотехническое проектирование
применяется для построения радиационно стойких КМОП ИМС,
используемых в бортовой космической аппаратуре и в ядерных
установках. В работе [306] рассматривалось оптимальное
проектирование КМОП/КНС ИМС на основе 3-входовых логических
элементов И, а также ИЛИ. Было установлено, что для
получения радиационно стойких БИС с высокой степенью
интеграции целесообразно применять логические элементы И с
пленками Si02 толщиной 0,05 мкм.
Оптимальное проектирование КМОП-микропроцессора
типа 8085 с целью повышения радиационной стойкости привело
к тому, что большинство логических элементов ИЛИ—НЕ
было заменено элементами _, И—НЕ, а оставшиеся элементы
ИЛИ—НЕ были ограничены только двумя входами [307].
При проектировании радиационно стойких элементов
209

КМОП/КНС кодового генератора типа TCS 102
использовались следующие основные правила: 1) устранение логических
элементов, которые испытывают более быстрый отказ при
облучении, чем элементы ЗИ—НЕ; 2) соединение подложек
соседних р-канальных транзисторов с положительным выводом
литания; 3) отказ от применения стробируемых элементов
НЕ; 4) ограничение числа соседних транзисторов одной
полярности до трех; 5) увеличение ширины р-канала в
инверторах, т. е. величина отношения Wp/Wn возрастает от 1,5 до
2,0 [308]. В стандартном регистре (рис. 7.14) при облучении
Управляемы^ и
регистр
Рис.
7.14. Управляемый статический регистр: а—стандартная схема; б —
радиационно стойкая схема
210

возникают токи утечки в я-канальных МОП-транзисторах
стробируемого элемента, находящегося у входа, когда этот
элемент выключен. Если сигнал на входе изменяется с
логического «О» на логическую «1», ток через стробируемый элемент
будет стремиться снизить уровень логической «1» и увеличить
уровень логического «О» на управляющем инверторе. Этот
эффект может привести к отказу регистра или задающего
генератора. В противоположность этому радиационно стойкий ре-
Вх
ы
дг
дз
I
Рис. 7.15. Схема защиты входа КМОП-инвертора от воздействия
импульсной радиации
гистр не использует стробируемых элементов и обеспечивает
изоляцию между сигналом на входе и накопленной
информацией. В результате радиационная стойкость КМОП/КНС
кодового генератора достигла 106 рад — к общей дозе
гамма-излучения 60Со, а также (0,8...1,0) -1011 рад/с •—при воздействии
импульса быстрых электронов длительностью 50 не.
Проектирование специальных схем, и конструкций защиты
КМОП ИМС от воздействия импульсной радиации имеет
различные варианты. В работе [309] для защиты КМОП ИМС от
электромагнитного импульса ядерного взрыва предлагалось
на входе схем устанавливать искровой разрядник на
напряжение до 330 В или применять специальные защитные диоды,
соединяющие вход с выводом питания и с землей. В
результате схемы смогут выдержать импульсные токи до 20 А.
^Специальная защитная схема использовалась для
обеспечения работоспособности КМОП ИМС типа CD4007
(инвертор) в условиях мощного импульсного облучения (рис. 7.15)
[310]. При таких условиях фотопроводимость трех диодов и
диффузионного резистора может временно изменять
приложенное к затворам напряжение при облучении. Например, если при
воздействии мощной импульсной радиации схема инвертора
работает при £/3=0 и £^=10 В, то два диода с каждой стороны
211

\-Г~№~*
R С R
-c=HI—cz>
Рис. 7.16. Схема запоминающего элемента, сохраняющего информацию при
воздействии импульсной радиации
Л
(вкл) Р
А/
(дым) N
R
R
р(Выкл)
Н(Впл)
Лл1
т
Т
Рис. 7.17. КМОП запоминающий элемент с дополнительными резисторами
резистора стремятся привести напряжение на затворах к Ет
тогда эффективное затворное напряжение при облучении
может значительно отличаться от внешнего приложенного
напряжения.
Для предотвращения пробоя КМОП ИМС при импульсном
облучении в работе [311] рекомендуется включать в цепь
питания внешнее токоограничивающее сопротивление величиной
100...200 Ом. Однако это сопротивление уменьшает
быстродействие схемы, поэтому предлагается использовать на входе
RLC-фильтр. Номиналы R, L и С фильтра рассчитываются на
определенную реакцию ИМС, длительность импульса
излучения и его мощность, что сужает границы применения этого
способа.
Автор работы [312] предложил запоминающий элемент,
212

сохраняющий информацию при больших мощностях дозы
импульсной радиации (>1010 рад/с). В этом элементе
информация сохраняется в виде разности заряда конденсатора С в
процессе генерации и релаксации больших фототоков (рис. 7.16).
После прекращения радиационного импульса и
результирующих фототоков триггер запоминающего элемента
возвращается в исходное состояние. Предложенная схема также сводит к
минимуму время записи при нормальной работе,
одновременно обеспечивая сбалансированную структуру ЗУ с высокой
степенью сохранности информации.
Для обеспечения невосприимчивости к одиночным сбоям
от космических лучей в работе [313] была предложена рези-
стивная развязка в запоминающих элементах статических
КМОП ЗУПВ емкостью 1024 бит. Резисторы R включаются в
соединенные накрест линии инверторных пар запоминающего
элемента (рис. 7.17). Когда космический луч попадает в
обедненную область стока, он генерирует электронно-дырочные
пары, которые выносятся электрическим полем и собираются,
увеличивая обратный ток насыщения. Когда такие токи
генерируются в выключенных транзисторах, тогда изменяются
напряжения на затворах транзисторов противоположной инвер-
торной пары и возникает тенденция к дестабилизации
логического состояния. Величина изменения затворного напряжения
(Д£/3) зависит от того, какой величины заряд Q реально
появится в чувствительном узле. Вследствие включения
резисторов снижается максимальная величина изменения (Л£/3.max),
обусловленная данным зарядом Q. Это в свою очередь
увеличивает минимальный (критический) заряд QK, который должен
создать космический луч, чтобы вызвать отказ ИМС.
Для предотвращения эффекта «защелкивания» в КМОП
ИМС при высоких мощностях дозы импульсной радиации
кроме применения КНС-структур [286] используется р+-слой
под р-карманом КМОП-элемента или применяется
диффузионное р^-кольцо вокруг предохранительного диода [314] 4
что устраняет паразитную четырехслойную структуру.
Применяется также эпитаксиальный /r-слой толщиной 6... 10 мкм на
низкоомной (0,01 Ом-см) подложке п+-типа [315]. В
результате паразитный р—п—р-прибор устраняется шунтированием
его выводов эмиттер—база малым сопротивлением эпитакси-
ального я-слоя.

Глава 8
ПРИМЕНЕНИЕ ПРОНИКАЮЩИХ
ИЗЛУЧЕНИЙ В ТЕХНОЛОГИИ
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ПРИБОРОВ
И ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
Создание прогрессивных технологических
процессов производства полупроводниковых приборов и ИМС
является важнейшей проблемой, и во всем мире ей придается
большое значение. Для решения отдельных задач проблемы в
последнее время начинают успешно применяться
проникающие излучения. Вопреки сложившимся представлениям о том,
что проникающие излучения вызывают в полупроводниках и
полупроводниковых изделиях только радиационные
повреждения и таким образом приводят их в негодность, во многих
случаях радиация является эффективным технологическим
инструментом, позволяющим существенно совершенствовать и
удешевлять технологические процессы производства
полупроводниковых приборов и ИМС, улучшать их качество,
повышать процент выхода годных изделий и в ряде случаев
экономить драгоценный металл — золото.
В технологии полупроводниковых приборов перспективны
многие виды проникающей радиации — быстрые электроны,
протоны, гамма-кванты, медленные нейтроны, альфа-частицы
и др. Применение их основывается на радиационных эффектах,
которые они вызывают в полупроводниках и структурах с р—
я-переходами. Радиационные эффекты лежат в основе
конкретных радиационно-технологических процессов,
используемых при изготовлении различных приборов и ИМС [64].
Радиационные эффекты смещений, возникающие в
кристаллах под действием излучений, энергия которых выше
порога смещений атомов, приводят к образованию в
полупроводниках устойчивых радиационных дефектов. Определенные
типы термостойких радиационных дефектов могут заменять
специальные примеси, вводимые в структуры с р—я-переходами
для получения нужных характеристик изделий.
Эффекты смещения и ионизации стимулируют
диффузионные процессы и позволяют получать резкие градиенты
распределения примесей, которые традиционными способами
получить не удается.
Ядерные превращения, вызываемые нейтронами и
электронами высоких энергий, приводят к образованию в полупро-
214

водниках ранее отсутствующих примесей, лежат в основе
радиационного легирования полупроводников.
Ядерно-физические методы анализа и эффекты ионизации
используются при контроле качества технологических
процессов изготовления полупроводниковых приборов.
Ниже рассмотрим подробнее использование проникающих
излучений в технологии изготовления полупроводниковых
приборов и ИМС, а также для контроля технологических
процессов [64, 316].
§ 8.1. ЯДЕРНОЕ ЛЕГИРОВАНИЕ
ПОЛУПРОВОДНИКОВ
Практика показывает, что качество и
надежность полупроводниковых приборов и ИМС во многом
определяются тем, насколько равномерно легирован нужными
примесями (донорами, акцепторами) исходный
полупроводниковый кристалл. К сожалению, технология выращивания и
легирования кристаллов не позволяет традиционными методами
достичь высокой равномерности распределения легирующих
примесей по объему кристалла. У кремния (наиболее широко
применяемого в производстве ИМС) неравномерности
достигают, например, 15...20%. Для получения равномерного
распределения легирующих примесей в последнее время стали
использовать потоки медленных нейтронов, хотя возможно
применение и электронов сравнительно высоких энергий. Метод
оказался особенно перспективным для легирования кремния
[316] и может быть использован для арсенида галлия,
германия и других полупроводников.
Выращенный чистый кристалл кремния состоит в основном
из трех изотопов — 28Si, 29Si, 30Si. Ядерные реакции, имеющие
место в кремнии при облучении нейтронами атомного
реактора, приведены в табл. 8.1 [317]. Из таблицы видно, что при
взаимодействии быстрых нейтронов с изотопами кремния
образуются стабильные изотопы 27А1. Облучение медленными
нейтронами (Еп<200 кэВ) приводит к образованию
стабильного-изотопа 31Р, который в кремнии является донором.
Таким образом, ядерно-легированный кремний при
нейтронном облучении имеет электронный тип проводимости.
Остальные изотопы кремния при ядерных реакциях не дают
примесей, которые заметно влияли бы на электрические свойства
кремния.
Ядерные реакции имеют место в арсениде галлия,
германии и других полупроводниках, но не во всех полупроводниках
дают нужные для легирования примеси.
Концентрацию примесей, возникающих в полупроводнике
215

Таблица 8Л
Ядерные реакции в кремнии
Изотоп
28Si
29Si
30Si
Содержание
изотопа, %
92,21
4,70
3,09
Тип реакции
4 99с
28Si (п, 2/г)27 Si _-L «А1
28Si(/z, 3n)26Si JLL0- 2вд1
28.s?(ff Л)28А1 2.3 мга 28Si
Р~
4 99 с
2»Si(/if 3n)27Silllii 27Д1
ЮИ(„ Г)29Д! 6>5бмин 29^
р-
29Si (Л, 2P)28Mg ?2±1 28Д1 £^™ 28S1
р- э-
о бч
3osi (л, 7) 31Si —1—i. 8Ф
э-
30S1 (/г, р) зоAl 1^1^ sosi
р-
80Si(n, a)27Mg^^27Al
Р~
вследствие ядерных реакций, можно вычислить по
формуле [6]
Nt = ФаЛГР,,
где Ф — флюенс; a — эффективное сечение реакции; N —
концентрация атомов в 1 см3; Pi — содержание изотопа, %■.
Ядерные реакции сопровождаются образованием ядер
отдачи, способных образовывать радиационные дефекты,
которые устраняются путем отжига при температурах около 800..,
...1100 К. В настоящее время в мировой практике этим
методом производится как высокоомный, так и низкоомный
кремний при равномерности легирования фосфором около ±3%»
Достоинство метода состоит в достижении высокой равномер*
ности распределения легирующей примеси по кристаллу. Так
как легирующая примесь образуется за счет основной
матрицы полупроводника, то к качеству исходного кристалла, подле-
216

жащего легированию ядерным методом, предъявляются
повышенные требования. Ядерно-легированный кремний может
использоваться в производстве через 4...5 дней после спада
наведенной радиоактивности, обусловленной главным образом
активацией фосфора (31Р(я, y)-*32P-*-32S + P).
Полупроводниковые приборы, изготовленные на основе ядерно-легированного
кремния, имеют характеристики, близкие к теоретическим.
Такой кремний особенно необходим для изготовления
высоковольтных приборов (выпрямителей, тиристоров и др.), а
также перспективен для интегральных микросхем.
§ 8.2. ВЛИЯНИЕ ОБЛУЧЕНИЯ
НА ДИФФУЗИЮ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ
В последнее время большое значение
приобрело исследование влияния облучения на диффузию в
полупроводниках. Актуальность этой проблемы состоит в том, что
применение радиационно-стимулированной диффузии в принципе
может дать толчок развитию технологии полупроводниковых
приборов. Во-первых, ожидается возможность снизить
температуру диффузии, а во-вторых, сократить время диффузии.
Решение этих задач с применением радиации позволит не
только существенно удешевить производство
полупроводниковых приборов, но и сделать их более качественными, так как
при высоких температурах полупроводниковые материалы
подвергаются загрязнению неконтролируемыми примесями.
Приведем примеры из работ [3, 64].
Известно несколько возможных механизмов влияния
облучения на диффузию в полупроводниках. В первую очередь
отметим диссоциативный механизм, т. е. перемещение
диффундирующей примеси по кристаллу в нескольких зарядовых
состояниях. Поскольку облучение снижает положение уровня
Ферми, то естественно считать, что концентрация
диффундирующих атомов в каждом зарядовом состоянии также
изменится, приведя к изменению эффективного коэффициента
диффузии. Однако при диссоциативном механизме диффузии
атомы, перемещаясь по междоузлиям, захватываются
вакансиями, число которых при облучении возрастает. Поэтому можно
предполагать, что облучение может привести не к ускорению,
а к замедлению процессов в диссоциативной диффузии.
Диффузия может осуществляться именно вакансионным
механизмом, тогда увеличение концентрации вакансий приведет к
стимулированию переноса атомов диффундирующей примеси.
На ускорение диффузии могут влиять ионизационные
процессы, приводящие к снижению потенциального барьера,
зависящего от сил межатомного взаимодействия. В этом случае
217

вероятность перескока диффундирующего внедренного атома
заметно возрастает. Упругое рассеяние бомбардирующих
частиц на диффундирующих атомах также должно приводить к
активации диффузии. К такому же результату может
приводить и выделение в малом объеме вещества избыточной
энергии атомов, приобретенной ими в результате соударения с
налетающей частицей. Определенное влияние на диффузию
могут оказывать распад комплексов атомов диффундирующей
примеси с атомами матрицы, облегчающий перемещение
примесных атомов, образование сложных дефектов, энергия
активации которых меньше или больше энергии перемещения
отдельных атомов. В определенных условиях скорость диффузии
ионов может зависеть также от действия внутренних
электрических полей, возникающих вследствие эмиссии заряженных
частиц из объема полупроводникового кристалла.
Теоретически и экспериментально показано, что на
диффузию в полупроводниках влияет также облучение ядерными
частицами допороговых энергий, когда упругое выбивание
атомов из узлов решетки невозможно. В этом случае механизм
ускорения процесса миграции атомов примеси обусловлен
уменьшением энергии активации, связанным с ионизацией
диффундирующих и матричных атомов.
Приведенные механизмы радиационного стимулирования
диффузии (РСД) в полупроводниках так или иначе связаны с
образованием радиационных дефектов. Можно предполагать,
что при низких температурах, когда концентрация дефектов
радиационного происхождения превышает концентрацию
дефектов, существующих в кристалле независимо от облучения,
коэффициент диффузии должен возрастать. При высоких же
температурах облучение должно в меньшей мере влиять на
коэффициент диффузии вследствие протекания процессов
отжига радиационных дефектов. Следовательно, температуры,
при которых можно экспериментально наблюдать ускорение
диффузии облучением, не должны быть ни слишком низкими,
ни очень высокими, чтобы коэффициент диффузии был не
слишком низким и чтобы можно было избежать влияния
отжига.
Динсом и Дамаском предложена упрощенная теория [318],
с помощью которой удобно описывать особенности диффузии
при облучении. Теория применима в тех случаях, когда
концентрации дефектов малы по сравнению с концентрациями
стоков и когда длительность эксперимента превосходит время,
необходимое для установления стационарной концентрации
вакансий и междоузельных атомов. Для упрощения анализа
рассмотрим миграцию вакансий, однако все рассуждения
можно применить и для междоузельных атомов.
В условиях облучения дифференциальное уравнение, опи-
218

сывающее концентрацию избыточных вакансий [318], имеет
вид
dV/dt = K-KvV, (8Л)
где V—атомные доли вакансий относительно концентрации
точечных дефектов, находящихся в термодинамическом
равновесии; К — скорость образования вакансий, пропорциональная
интенсивности облучения; Kv— постоянная скорости
удаления вакансий, пропорциональная концентрации стоков
вакансий av. Величина Kv связана с диффузионными константами
вещества и определяется выражением
Kv= avvv%\ (8 Л а)
где vv—частота скачков вакансий, а X — расстояние, на
которое перемещается вакансия при скачке. Поскольку при
воздействии радиации образуется одинаковое количество
вакансий и междоузельных атомов,
av = at = 2пЫ0/1п(гг1г0),
где No — плотность дислокаций; Т\ — эффективный
радиус цилиндрической дислокации; г0 — эффективный радиус
точечного дефекта. В условиях стационарности dV/dt=0 и,
следовательно, из (8.1) и (8.1а) получаем
V = K/avvvV.
Полная концентрация вакансий, имеющихся в объеме
образца при облучении, складывается из концентрации вакансий
Vq и концентрации вакансий радиационного происхождения
V. С учетом этого коэффициент диффузии при облучении
пропорционален полной концентрации вакансий:
D' = (V0 + V) vvK = V0vvV + KvyV/Oy v^2 = DT + K/Oy.
Здесь Z)T — коэффициент диффузии, обусловленный только
тепловыми процессами. Разность D'—DT, являющаяся мерой
ускорения диффузии, равна K/clv и не зависит от температуры.
4При температурах, при которых коэффициент термической
диффузии DT мал, полный коэффициент диффузии Dr
практически также не зависит от температуры. В этом случае
скорость миграции вакансий низка и, следовательно,
стационарная их концентрация повышается. Следует заметить, что
коэффициент диффузии, обусловленной облучением,
пропорционален потоку бомбардирующих частиц.
Экспериментальное изучение влияния облучения
протонами с энергией 0,2...1,0 МэВ и электронами с энергией 1 МэВ
выполнено авторами [3, 29]. Исследовалось ускорение диф-
219

фузии фосфора, галлия и бора в кремниевые пластины с р—/i-
переходом. Облучение велось при температурах
диффузионного отжига (873...1473 К), причем облучались лишь узкие
полоски на поверхности образцов. После облучения
контролировалось смещение границы р—/г-перехода в облученной и необ-
лученной областях образцов. Обнаружено, что существенное
ускорение диффузии имеет место при температурах выше
1073...1123 К. В работе [319] исследовалось ускорение
диффузии бора в кремний я-типа,
ориентированный в
плоскости (111), при облучении
протонами с энергией 10 и
20 кэВ. Интенсивность
протонного пучка составляла
(З...7).10и СМ-2.С-1. Бор
наносился термическим спосо-
/о" \ \ \ \ \ бом из диборана на
поверхность кремния,
предварительно обработанную хими-
ю">\ \ ь \ \ ко-механической полиров-
/l/Cff
to18
Юк
W'1
0,2 ОА Дб h, мкм
Рис. 8.1. Концентрационные
профили распределения бора в кремции
после бомбардировки протонами с
энергией 20 кэВ в течение 0,25
(1), 0,5 (2), 1 (3) и 2 ч (4)
кой. Толщина слоя бора составляла 60 нм. Облучение
проводилось при температурах 773...973 К. Как видно из рис. 8.1,
существенного различия в характере профилей не
обнаружено. Полученные результаты показывают, что в случае, если
распределение примеси глубже, чем средний пробег протонов,
имеется возможность получать крутые профили концентрации
примеси, что является важным преимуществом РСД перед
термодиффузией. Определенная величина коэффициента
диффузии бора при низкотемпературном облучении оказалась на
три порядка больше величины коэффициента термодиффузии
при сравнимой температуре. Изготовленные с помощью РСД
р—/г-переходы близки по параметрам р—я-переходам,
полученным методом термодиффузии. Преимуществом таких р—п-
переходов является наличие крутых концентрационных
профилей, что позволяет использовать их в качестве варикапов,
имеющих широкий диапазон изменения емкости.
Стимулирование диффузии золота в кремнии исследовано
в [320]. Облучались кристаллы кремния я-типа, легированно-
220

го фосфором, на поверхность которых в вакууме напыляли
пленку золота. После облучения в реакторе исследовалось
послойное содержание золота с помощью гамма-спектрометра.
В контрольных образцах золота не оказалось, а в исследуемых
оно обнаружилось на глубине более 25 мкм, т. е. в процессе
реакторного облучения получено существенное ускорение
диффузии золота в кремнии. Эффективный коэффициент диф-
/Vic/fi
40 /7, пкп
Рис. 8.2. Влияние ростовых несовершенств (а, б) и дислокаций (в, г),
введенных пластической деформацией, на радиационно-стимулированную
диффузию золота в п- (а, в) и p-Si (б, г): а и б — при облучении нейтронами
с плотностью потока 9,1 -1012 см-2-^1 (1 — плотность дислокаций Nd =
= 104 см-2, 2 — A/rd<10 см-2, 3 — для поликристаллов); в и г —при
облучении нейтронами с плотностью потока 2,5-1013 см-2-^1 (1—JVd=106 см~2,
2 — Nd = \03 см-2). Время облучения 250 ч
фузии при температуре в канале реактора 330 К составил
величину Ю-10...Ю-9 см2/с
Результаты экспериментов, представленные на рис. 8.2,
показали, что скорость радиационно-стимулированной диффузии
и глубина проникновения золота вр-и я-Si увеличиваются с
возрастанием плотности дислокаций. Этот результат объяснен
в предположении, что атомы золота в кремнии мигрируют по
междоузлиям в условиях малых концентраций избыточных
вакансий по обычному диссоциативному механизму, когда имеет
место интенсивный процесс дефектообразования. Высказано
также предположение, что при низкотемпературной
радиационно-стимулированной диффузии (393 К) дислокации
являются стоками для дефектов Френкеля, введенных облучением,
так как влияние дислокаций роста на ускорение ярче выраже-
221

но в лг-Si, в котором подвижность вакансий выше, чем в /?-Si.
Обнаружено также, что в поликристаллических образцах
скорость диффузии и глубина проникновения золота были заметно
ниже, чем в монокристаллах, вероятно, вследствие того, что
скопления вакансий на границах зерен служат ловушками для
диффундирующих атомов золота и уменьшают скорость их
миграции. Предположение подтверждается специфической
формой профиля распределения золота в
поликристаллических образцах.
Дислокации, введенные в процессе пластической
деформации при 373 К, влияют на радиационно-ускоренную диффузию
золота в кремнии так же, как и дислокации роста [321].
Анализируя состояние развития проблемы миграции
примесных атомов в полупроводниковых кристаллах в условиях
воздействия излучений, можно констатировать, что
радиационное стимулирование диффузии имеет место во многих кри-*
сталлах, таких, как Si, Ge, GaAs, InSb, CdS и др. Можно
считать экспериментально доказанным, что диффузия примесей
существенно ускоряется при воздействии излучений различных
видов и энергий, при этом имеет место пропорциональность
скорости низкотемпературной диффузии от плотности потока
излучения. Существенно, что радиационно-стимулированная
диффузия может протекать при столь низких температурах
облучения, когда вклад тепловых флуктуации энергии в
процессы переноса пренебрежимо мал. Отметим также, что
коэффициент радиационно-стимулированной диффузии в отличие от
коэффициента термической диффузии зависит от типа
проводимости кристалла и уровня легирования.
Применение метода РСД, позволяющего контролировать
введение радиационных дефектов в кристалл и регулировать
глубину и профиль распределения примесей, открывает
возможность существенного улучшения диффузионной технологии
полупроводниковых приборов и интегральных микросхем.
§ 8.3. УВЕЛИЧЕНИЕ БЫСТРОДЕЙСТВИЯ
И КОРРЕКТИРОВАНИЕ ПАРАМЕТРОВ
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ПРИБОРОВ
И ИНТЕГРАЛЬНЫХ МИКРОСХЕМ
Изготовленные по обычной диффузионной
технологии полупроводниковые приборы и интегральные
микросхемы имеют значительную инерционность. Этот эффект
снижает их быстродействие и не позволяет в таком виде
применять в быстродействующих ЭВМ. В основе эффекта
инерционности лежит физический процесс накопления и рассасывания
заряда неравновесных неосновных носителей в базе р—я-
структуры при прохождении электрического тока. При этом
222

чем чище и совершеннее исходный кристалл, на основе кото*
рого изготовлены прибор и микросхема, тем выше
инерционность. Например, полупроводниковые импульсные диоды и
диодные матрицы, изготовленные на кремнии обычным методом,
имеют скорости переключения порядка Ю-7 с, а в практике
необходимы 10-8...10-9 с.
Пути преодоления инерционности обычно сводятся к
введению в базовые области р—я-структур диффузионным
способом специальных примесей (меди, железа, редкоземельных
элементов, золота и др.), являющихся эффективными
центрами рекомбинации и уменьшающих скорость рассасывания
накопленного заряда, в результате чего быстродействие
приборов возрастает. Как показал мировой опыт, лучшие
результаты дает использование золота, обусловливающее появление в
кремнии двух глубоких энергетических уровней: Ес—0,54 эВ и
£„+0,35 эВ. Сечение рекомбинации на атомах золота в
кремнии для дырок Ор = 2,4 • 1(Н6 см2. Однако технологическая
операция введения золота путем диффузии в кремний с р—п-пере-
ходом плохо контролируется и трудоемка. Диффузия золота
осуществляется при температуре 1373 К, и процесс идет около
часа. Отклонения от температурного режима, а также
отклонения в параметрах исходного кремния приводят к
значительному разбросу характеристик приборов и браку. Кроме того,
золото имеет пределы растворимости в кремнии, что не
позволяет добиться предельного быстродействия приборов и
микросхем, а способность золота скапливаться на неоднородностях
и дислокациях может приводить к электрическим пробоям
приборов, особенно работающих при больших импульсных токах.
К тому же если учесть, что объем выпуска полупроводниковых
приборов и микросхем, в которых используется золото, растет,
то при его замене очевидны значительные экономические
выгоды.
Изучение свойств радиационных дефектов показывает, что
некоторые типы из них термически устойчивы и влияют на
электрические свойства кремния, подобно рекомбинационным
центрам, обусловленным золотом. Это явление лежит в основе
использования в технологии вместо золота радиационных
дефектов [64]. Основными радиационными дефектами,
образующимися в кремнии при облучении быстрыми электронами и
гамма-квантами 60Со, являются Л-центры (вакансия + атом
кислорода, энергия уровня в запрещенной зоне Ес—0,17 эВ);
^-центры (вакансия + атом фосфора, Ес—0,40 эВ); дивакан-
сия (Ес—0,40 и Ес—0,58 эВ); центр: вакансия + атом бора
(£„+0,27 эв) и др.
При облучении кремния другими видами радиации кроме
указанных радиационных дефектов могут образовываться
области разупорядочения. В табл. 8.2 приведены данные по тер-
223

Таблица 8.2
Температура отжига радиационных дефектов
в кремнии, облученном быстрыми электронами
или ^-квантами 60Со
Тип дефекта
Вакансия Si нейтральная (V0)
Вакансия Si отрицательно
заряженная (V-)
Междоузельный атом Si (/)
Метастабильная пара (V — /)
Дивакансия (V—V)
Л-центр (V + 0)
Вакансия + элементы V группы (Р, As, Sb)
Вакансия+элементы III группы (AI, В, Ga)
Температура
отж"ига, К
150
60...80
4
76
500...560
620
400...420
50Q
Тип проводимости
кремния
Р
п
Р
п
Ру П
Р, п
п
р
мической стабильности различных радиационных дефектов в
кремнии.
Для радиационной технологии представляют интерес
дефекты с температурой отжига выше 500 К. Это обусловлено
необходимостью обеспечить в рабочем диапазоне температур
стабильность параметров полупроводниковых приборов и
интегральных микросхем, подвергнутых радиационно-технологи-
ческой обработке. Для использования в технологии наиболее
подходящими радиационными дефектами в кремнии являются
Л-центры и дивакансии, температура отжига которых выше
500 К. Сечение рекомбинации дырок на этих дефектах в
зависимости от их зарядового состояния составляет сгР=10~13...
...Ю-16 см2, что не хуже, чем у золота. Кроме того,
радиационные дефекты типа А-центров, являясь эффективными
центрами рекомбинации, в меньшей степени влияют на
снижение концентрации основных носителей, поскольку дают
сравнительно мелкий энергетический уровень в запрещенной зоне
кремния по сравнению с золотом. А это очень важно, так как
при существенном улучшении динамических параметров не
будет происходить заметных ухудшений статических
характеристик приборов.
Особо следует отметить простоту введения радиационных
дефектов в кристаллы в строго дозированных концентрациях
при высокой равномерности распределения. Скорость введения
радиационных дефектов зависит от вида и энергии излучения,
температуры облучения, исходного состава примеси. Поэтому
для каждого типа изделий важно подобрать вид радиации и
режим радиационной обработки. При облучении быстрыми
электронами или гамма-квантами дефекты вводятся
равномерно по всему объему образца. Эти излучения целесообразно ис-
224

пользовать для облучения р—/г-структур, имеющих достаточно
толстые активные области, куда следует вводить дефекты.
Сюда могут быть отнесены структуры транзисторов, диодных
матриц, силовых полупроводниковых приборов, интегральных
микросхем и др. Проникающими излучениями радиационные
дефекты в структуры можно вводить через корпуса, когда
нужно регулировать параметры уже готовых приборов. В качестве
источников излучения для этих целей чаще всего используются
отечественные ускорители электронов ЭЛУ-4
(«Электроника»), У-10, У-12, У-13, У-16, ЭЛУ-25 и полупромышленные и
экспериментальные у-облучательные установки
«Исследователь», УГУ-200, К-200, УК-70000, КСВ-500 и др.
Применение в радиационно-технологических процессах
тяжелых частиц — протонов и альфа-частиц -— целесообразно в
тех случаях, когда необходимо локальное введение
радиационных дефектов, главным образом в приповерхностные слои
структур. Это позволяет уменьшить время жизни НЗ только в
тех областях приборов, где происходит их накопление,
снижающее быстродействие. Вместе с тем почти'не изменяются
остальные параметры приборов, что может быть особенно
ценным в технологии интегральных микросхем. Энергии
протонного или альфа-излучения подбираются исходя из глубины
залегания слоя, в который требуется ввести радиационные
дефекты. Например, пробег протойов в кремнии составляет около
1,2 мкм на каждые 100 кэВ (при ЕР^1 МэВ).
Локальное облучение протонами применяется также для
создания полуизолирующих областей введением
радиационных дефектов, снижающих концентрацию основных носителей,
например, у приборов на основе арсенида галлия. Такое
облучение улучшает параметры лавинно-пролетных, светоизлучаю-
щих диодов, полевых транзисторов с барьером Шотки,
является базовым для радиационной технологии интегральных
микросхем на основе арсенида галлия.
В качестве примера рис. 8.3 иллюстрирует уменьшение
накопленного заряда Q в базе р—/г-структуры на основе
кремния, вызванное облучением быстрыми электронами (Ее=
= 4 МэВ). Видно, что накопленный заряд, определяющий
быстродействие дискретных полупроводниковых приборов и
интегральных микросхем, уменьшился в результате облучения
флюенсом 5-1015 см~2 более чем на порядок. На этом же
рисунке нанесена зависимость прямого падения напряжения Ощ, на
р—я-структуре (статический параметр) от флюенса, которое
практически не меняется до флюенса 5-1015 см-2.
Следовательно, в результате облучения структур указанным флюенсом
произошло увеличение быстродействия при неизменности
статических параметров. Ухудшение статических параметров
начинается при больших флюенсах. Поэтому оптимальную величину
225

дозы и режим облучения подбирают таким образом, чтобы
достигалось максимальное увеличение быстродействия, но
статические параметры при этом заметно не ухудшались.
р—я-Структуры на стадии изготовления или готовые
приборы после радиационно-технологического облучения
подвергаются стабилизирующему термическому отжигу, во время
которого исчезают нетермостабильные радиационные дефекты.
Часто облучение ведется при повышенных температурах («го-
Я.лКл
1000
Рис. 8.3. Зависимость накопленного заряда Q (1) и падения напряжения £/пр
(2) р—n-структуры на основе кремния с р=0,5 Ом-см от величины флюен-
са быстрых электронов (£е=4 МэВ)
рячее» облучение) и тогда отпадает необходимость в операции
стабилизирующего термического отжига после облучения. На
рис. 8.4 представлены гистограммы, характеризующие
процентное распределение импульсных диодных матриц (партия
100 штук) по времени восстановления обратного
сопротивления (пропорционально накопленному заряду в базе),
изготовленных разными методами. В случае изготовления диодные
матриц без золота их быстродействие по времени
восстановления обратного сопротивления находилось в пределах 50..'.
110 не. При введении в структуры золота быстродействие
увеличилось до 12...30 не. Использование радиационной
технологии позволило достигнуть быстродействия диодных матриц в
пределах 4... 14 не. При этом сужался интервал разброса и
основной процент матриц имел повышенное быстродействие (4...
7 не), чего невозможно достичь при использовании золота.
Следует отметить, что процент выхода годных приборов по
быстродействию, изготовленных с применением радиационной
технологии, доходит до 100%, в то время как при
использовании золота он обычно значительно ниже. При использовании в
технологии излучений легко регулировать распределение
приборов одного типа (например, транзисторов) по группам, т. е.
226

строго определять их ассортимент. Кроме того, электронное и
гамма-облучения позволяют очень эффективно исправлять
забракованные по быстродействию готовые изделия (диодные
матрицы, транзисторы, ИМС), в которые при изготовлении
вводилось золото или другие химические примеси. Только
облучение позволяет исправить такой брак. Применение
излучений в этом случае дает большой экономический эффект.
Существенным недостатком полупроводниковых приборов
является их чувствительность к изменениям температуры. Ра-
50 60 70 80 90 100
40[ 6
30
20
10
О
ч
\
Ш
4- 6 8 ГО 12 '50 60 70 80 90 100 Г, НС
Рис. 8.4. Гистограммы процентного распределения диодных матриц по
быстродействию: а — с диффузией золота; б, г — без диффузии золота; в—
облученных быстрыми электронами (£е=4 МэВ, Фе=5-1015 см-2)
диационная технология позволяет значительно снизить
температурную чувствительность таких важных полупроводниковых
приборов, как стабилитроны. Напряжение стабилизации
стабилитронов, в основе работы которых лежит явление
электрического пробоя р—/г-перехода, сильно зависит от изменения
температуры окружающей среды. Температурный
коэффициент напряжения стабилизации (ТК^) обычных кремниевых
стабилитронов с одним р—я-переходом в среднем равен 0,05...
0,2%/К.
Для уменьшения TKU (что очень важно для различных
прецизионных электронных систем) прибегают к различным
227

сложным технологическим приемам. Один из них состоит в
создании комбинированной структуры с несколькими р—п-
переходами, соединенными таким образом, что один из них
включен в обратном, а остальные — в прямом направлении.
Из-за того, что температурный коэффициент напряжения на
обратносмещенном р—я-переходе имеет обратный знак по
отношению к прямосмещенным р—я-переходам, достигается
температурная компенсация изменений напряжения стабилизации
такого стабилитрона с достаточно большой точностью
(ТК^=0,004%/К). Радиационная технология позволяет
получить на структуре с одним р—я-переходом примерно такое же
значение ТК/7, как и у стабилитронов с несколькими р—п-
переходами. Достигается это тем, что после облучения р—л-
структуры определенной дозой радиации и введения в нее
радиационных дефектов, являющихся центрами компенсации,
температурный коэффициент падения напряжения на толще
кристалла базы становится противоположным по отношению к
температурному коэффициенту напряжения обратносмещен-
ного р—я-перехода [322]. В результате при правильном
подборе дозы и температуры облучения наступает компенсация
температурных изменений напряжения стабилизации с
высокой точностью (ТК£/^0,002...0,006%/К). Применение этой
технологии в производстве стабилитронов может существенно
повысить их качество и удешевить производство. Имеются
перспективы успешного использования радиационной технологии
для термостабилизации и других параметров
полупроводниковых приборов и ИМС.
§ 8.4. КОНТРОЛЬ КАЧЕСТВА
ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ,
ЛИТОГРАФИЯ
Проникающие излучения применяются в
технологии изготовления полупроводниковых приборов и ИМС
также с целью контроля качества технологических процессов,
включая ядерно-физические методы анализа материалов и
радиационные методы контроля параметров
полупроводниковых приборов на различных этапах технологического
процесса, а также в литографии. Основные цели этих применений —
корректировка технологического процесса на отдельных
стадиях, направленная на улучшение качества изделий, повышение
процента выхода годных изделий, снижение себестоимости
продукции путем исключения трудоемких операций, экономия
драгоценных металлов, миниатюризация в микроэлектронике.
Научной основой применения излучений для указанных целей
являются фундаментальные законы взаимодействия
проникающих излучений с веществом, рассеяние и поглощение
излучений.
-228

В последние годы бурно развиваются ядерно-физические
методы анализа полупроводников, основанные на реакциях
нейтронов, ускоренных протонов, дейтонов, а-частиц и укван-
тов с ядрами элементов. Применение этих методов
обусловлено отсутствием каких-либо манипуляций с образцами до
облучения, неизменностью их химического состава в процессе
анализа, что позволяет исключить неконтролируемые загрязнения
и сохранить подобие первоначальных соотношений элементов
в исследуемых объектах [64]. Анализ примесного состава
полупроводников на бор, литий и элементы тяжелее натрия
проводится нейтронно-активационным методом. Высокая
чувствительность и точность метода, связанные с большими
сечениями взаимодействия нейтронов с ядрами элементов, позволяют
одновременно определить до 40 элементов в одном образце
кремния массой до 1 г на уровне концентраций 1010 см~3 и
ниже.
Распределение примесей в кристаллах кремния, сложных
структурах металл—диэлектрик—полупроводник с
различными диэлектриками, на границах разделов между
разнородными элементами структур, в эпитаксиальных слоях исследуется
при химическом.снятии тонких (до 6...10 нм) слоев [323].
Подобные анализы используются при изучении влияния
технологических факторов производства кремниевых ИМС на
вхождение элементов Mo, W, Ar, Na, К, Си, С1, Аи и др.,
перераспределения их под действием температурных режимов и
состава атмосферы отжига, условий выращивания, толщины и
качества диэлектрических слоев, а также при изучении сорбции
примесей Zn, Fe, Со, Сг, Ag, Au, Na, Си, Sb и др.
Измерение спектров упругого рассеяния ионов гелия,
водорода, использование эффекта каналирования дают
возможность изучать без разрушения образца стехиометрию тонких
диэлектрических пленок, местоположение примесных атомов
III и V групп с точностью до 0,01 нм в монокристаллах
кремния, исследовать в зависимости от температуры отжигов
электрически активных атомов распределение концентрации
радиационных дефектов и элементов при ионном легировании.
При возбуждении характеристического рентгеновского
излучения протонами различной энергии исследуется
распределение элементов по глубине кристалла или структуры без
разрушения образца с чувствительностью до 10~12 г/см2.
Разработаны методы изучения распределения легких элементов, их
коэффициентов диффузии в полупроводниках с разрешением в
несколько десятков нанометров и чувствительностью Ю-9...
Ю-12 г/см2, основанные на резонансных ядерных реакциях с
быстрыми протонами, дейтонами, ядрами гелия на
современных ускорителях.
Весьма перспективным представляется способ определения
229

импульсных параметров на стадии технологического процесса
с помощью наведенных фототоков в р—я-переходах под
действием излучений изотопных источников. Этот способ
позволяет непосредственно на пластинах с р—n-структурами
контролировать важные параметры изделий на определенных
стадиях изготовления прибора и сразу вносить соответствующие
коррективы в технологический процесс [324].
Важнейшей проблемой в микроэлектронике является
миниатюризация ИМС. В настоящее время достигнута степень
интеграции порядка 105 элементов на стандартный кристалл
(0,6X0,6 см2). Физический предел, по мнению специалистов,—
108...109 элементов на кристалл. Однако чтобы приблизиться к
этому пределу, нужно преодолеть некий принципиальный
барьер в технологии, который связан прежде всего с
переходом от традиционной фотолитографии к литографии с
использованием проникающих излучений. Традиционный
фотолитографический процесс в силу принципиальных ограничений,
связанных с длиной волны света, позволяет получать на
кремнии ширину линий около 2 мкм и по их контуру выполнять
селективное удаление двуокиси кремния с поверхности
пластины, чтобы затем атомы примеси могли диффундировать
только в определенные области для получения р—я-перехо-
дов и других структур. Литография с использованием
ионного, электронного или мощного рентгеновского излучений
позволяет получить ширину линий гораздо меньше — около
0,1...0,5 мкм, что делает ее весьма перспективной в
субмикронной микроэлектронике [325].
Рассмотренные примеры использования проникающих
излучений в технологии полупроводниковых приборов и ИМС
показывают их высокую эффективность в улучшении качества
изделий и совершенствовании технологического процесса. Они
далеко не исчерпывают все чрезвычайно широкие
возможности применения излучений в технологии полупроводниковой
электроники. Однако ясно, что от разработки новых методов
использования излучений в технологии и их широкого
внедрения в производство будет зависеть прогресс в
полупроводниковой технике и микроэлектронике.
В СССР разработаны и изготавливаются в относительно
небольшом количестве различные облучательные установки
(малогабаритные ускорители электронов и протонов, гамма-
установки, нейтронные генераторы и др.). Они успешно могут
быть применены на предприятиях в технологических целях,
что послужит основой для широкого внедрения радиационно-
технологических методов в производство полупроводниковых
приборов и ИМС.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Анализ материала, изложенного в
предыдущих главах книги, показал, что рассмотрение воздействия
ионизирующей радиации на ИМС представляет собой
сложную задачу, охватывающую ряд взаимосвязанных проблем
(исследование радиационных нарушений в
полупроводниковых материалах, приборах и микросхемах на их основе).
К настоящему времени эти проблемы изучены в различной
степени.
Радиационные эффекты в твердых телах, в том числе в !
полупроводниках (особенно в кремнии), сейчас исследованы i
теоретически и экспериментально достаточно подробно.
Можно отметить хорошо изученные вопросы радиационного де-
фектообразования и ионизации в полупроводниковых
материалах при воздействии на них различных видов облучения— i
электронов, нейтронов, протонов, гамма-излучения и др.
Тем не менее относительно недавно было обнаружено, что
облучение малыми дозами гамма-квантов, электронов и
других ионизирующих излучений упорядочивает структуру
полупроводниковых материалов (кремния, арсенида галлия).
В результате происходит улучшение характеристик материа- [
лов, что перспективно для повышения качества
полупроводниковых приборов, включая ИМС.
Изменение параметров ИМС под действием облучения \
определяется радиационной деградацией их основных
составляющих элементов. Радиационная чувствительность
различных элементов ИМС возрастает в такой
последовательности: резисторы, диоды, биполярные транзисторы, МДП- i
транзисторы. Следовательно, радиационная стойкость ИМС
прежде всего зависит от стойкости составляющих их
транзисторов. При этом биполярные транзисторы изменяют свои
характеристики в основном из-за уменьшения времени жизни
неосновных НЗ в связи с рекомбинацией на радиационных
центрах. Процессы рекомбинации НЗ, происходящие в базе
биполярных транзисторов при их облучении, исследованы уже
в достаточной степени как экспериментально, так и
теоретически. Что касается процессов рекомбинации на
радиационных дефектах в эмиттерной и коллекторной областях, то i
здесь еще остаются открытые вопросы.
Воздействие радиации на МДП-транзисторы и ИМС при-
231

водит к заметному изменению их параметров, что
обусловлено образованием центров захвата и накоплением заряда
в диэлектрике, а также возрастанием плотности БПС на
границе раздела диэлектрик—полупроводник. Имеется также
значительное число моделей процессов, происходящих в
МДП-приборах при их облучении, но законченной и точной
модели пока не существует. Это обусловлено прежде всего
недостаточным согласованием экспериментальных
результатов разных авторов, что связано с различной степенью
совершенства технологии изготовления МДП-приборов.
Радиационная деградация ИМС зависит также от
конструктивно-технологических и схемотехнических особенностей
их изготовления. Наиболее высокую радиационную стойкость
среди биполярных ИМС имеют микросхемы ТТЛ, примерно
на порядок ниже стойкость схем И2Л и ЭСЛ. Среди МДП
ИМС наибольшую радиационную стойкость имеют
микросхемы КМОП/КНС, а минимальную — ИМС на основе я-каналь-
ных МОП-транзисторов. Если сравнивать биполярные и МДП
ИМС, то максимальную радиационную стойкость к
стационарной радиации имеют ТТЛ ИМС, а к импульсной —
КМОП/КНС ИМС.
Теоретический анализ радиационных изменений
параметров цифровых биполярных ИМС проводится с помощью
различных нелинейных моделей, используя ЭВМ. Однако при
этом точность определения радиационной стойкости ИМС
составляет только 30%, поскольку не учитываются некоторые
физические процессы в реальных элементах микросхем.
Рассмотрение различных методов повышения
радиационной стойкости ИМС показало, что наиболее эффективными и
перспективными являются . конструктивно-технологические
методы, особенно в случае МДП ИМС.
Применение проникающей радиации в технологии
полупроводниковых приборов и ИМС имеет хорошие перспективы,
и в этой области уже получены обнадеживающие результаты.
В связи с этим следует отметить использование ядерного
легирования для получения высококачественных однородных
полупроводниковых материалов; применение радиационно-
стимулированной диффузии примесей для снижения
температуры технологического процесса и повышения качества
полупроводниковых приборов; увеличение быстродействия
биполярных ИМС в результате введения рекомбинационных
центров с помощью облучения быстрыми электронами или гамма-
квантами; применение нейтронно-активационного анализа
для контроля примесного состава полупроводниковых
материалов и сложных слоистых структур; использование ионной,
электронной или рентгеновской литографии для повышения
степени интеграции ИМС.

ЛИТЕРАТУРА
il. Seitz F. On the Disordering of Solids by the Action
of Fast Particles.— Discussions of the Faraday Society. London, 1949,
vol. 5, p. 271—282.
2. Физические процессы в облученных полупроводниках / Под ред. Л. С.
Смирнова.—Новосибирск: Наука, 1977.—253 с.
3. Коршунов Ф. П., Гатальский Г. В., Иванов Г. М. Радиационные
эффекты в полупроводниковых приборах.— Мн.: Наука и техника, 1978.—
231 с.
4. Дине Д., Виньярд Д. Радиационные эффекты в твердых телах.— М.:
Изд-во иностр. лит., 1960.— 243 с.
5. Кинчин Д., Пиз Р. Смещение атомов в твердых телах под действием
излучения.— УФН, 1956, т. 60, вып. 4, с. 590—612.
6. Вавилов В. С. Действие излучений на полупроводники.— М.: Физмат-
гиз, 1963.—264 с.
7. Линдхард Й. Влияние кристаллической решетки на движение быстрых
заряженных частиц.— УФН, 1969, т. 99, вып. 2, с. 247—296.
8. Drain D., Pigneret J., Samueli J.-J., Sarazin A. Neutron Displacement
Number in Silicon.—Sol.-State Electron., 1969, vol. 9, p. 1081—1087.
9. Robinson M. Т., Oen O. S. The Channeling of Energetic Atoms in
Crystal Lattices.—Appl. Phys. Lett., 1963, vol. 2, N 2, p. 30—32.
10. Келли Б. Радиационные повреждения твердых тел.— М.: Атомиздат,
1970.—235 с.
11. Бор Н. Прохождение атомных частиц через вещество.— М.: Изд-во
иностр. лит., 1950.— 150 с.
12. Действие проникающей радиации на изделия электронной техники/
Под. ред. Е. А. Ладыгина.—М.: Сов. радио, 1980.—223 с.
13. Loferski J. J., Rappaport P. Radiation Damage in Ge and Si Detected
by Carrier Lifetime Changes: Damage Thresholds.— Phys. Rev. Sec.
Ser., 1958, vol. Ill, N 2, p. 432—441.
14. Cahn J. N. Irradiation Damage in Germanium and Silicon due to
Electrons and Gamma Rays.—J. Appl. Phys., 1959, v. 30, N 8, p. 1310—
1316.
15. Гайтлер В. Квантовая теория излучения.—М.: Изд-во иностр. лит.,
1956.—451 с.
16. Бете X. А., Ашкин Д. Экспериментальная ядерная физика.— М.: Изд-
во иностр. лит., 1955, т. 1, с. 141—142.
17. Varley J. Н. О. A Mechanism for the Displacement of Ions in an Ionic
Lattice — Nature, 1954, vol. 174, N 4436, p. 886—887.
18. Gossick B. R. Disordered Regions in Semiconductors Bombarded by
Fast Neutrons.—J. Appl. Phys., 1959, vol. 30, N 8, p. 1214-Л218.
19. Коноплева P. Ф., Литвинов В. Л., Ухин Н. А. Особенности
радиационного повреждения полупроводников частицами высоких энергий.—
М.: Атомиздат, 1971.— 176 с.
20. Cheng L. J., Lori J. Characteristics of Neutron Damage in Silicon.—
Phys. Rev., 1968, vol. 171, N 3, p. 856—862.
233

21. Стародубцев С. В., Романов А. М. Прохождение заряженных частиц
через вещество.—Ташкент: Изд-во АН УзбССР, 1962.—228 с.
22. Экспериментальная ядерная физика/Под. ред. Э. Сегре.—М.: Изд-во
иностр. лит., 1955.— 662 с.
23. Юрков Б. Я. Проникновение электронов в германий и кремний.—
ЖТФ, 1958, т. 58, Л¥6, с. 1159—1164.
24. Дирнли Дж., Нортроп Д. Полупроводниковые счетчики ядерных
излучений.—М.: Мир, 1966.—359 с.
25. Вавилов В. С, Ухин Н. А. Радиационные эффекты в полупроводниках
и полупроводниковых приборах.—М.: Атомиздат, 1969.—311 с.
26. Шокли В. Проблемы, связанные с р—n-переходами в кремнии.— УФН,
1962, т. 77, вып. 1, с. 161—196.
27. Watkins G. D. The Interaction of Irradiation-Produced Defects with
Impurities and Other Defects in Semiconductors. EPR Studies in
Silicon.— In: Radiation Effects on Semiconductor Components. Touluse,
Journee D'EIectronique, 1967, p. All«—A9.
28. Gregory B. L., Sander H. H. Transient Annealing of Defects in
Irradiated Silicon Devices.—Proc. IEEE, 1970, vol. 50, N 9, p. 1328—1342.
29. Вавилов В. С, Кив А. Е., Ниязова О. Р. Механизмы образования и
миграции дефектов в полупроводниках.— М.: Наука, 1981.— 368 с.
30. Витовский Н. А., Машовец Т. В., Рывкин С, М., Хансеваров Р. Ю.
Измерение электрических и фотоэлектрических свойств арсенида галлия
при облучении электронами с энергией 1 МэВ.— ФТТ, 1963, т. 5, № 12,
с. 3510—3523.
31. Уваров Е. Ф. Электрофизические свойства полупроводниковых
соединений АШВУ, облученных быстрыми электронами и нейтронами.—
Обзоры по электрон, техн. Сер. Полупроводниковые приборы. М.: ЦНИИ
Электроника,-1979, № 9 (657).—68 с.
32. McNichols L. L., Ginell W. S. Theory of Anomalous Infrared
Attenuation in Neutron-Irradiated Compound Semiconductors.—J. Appl.
Phys., 1967, vol. 38, N 2, p. 656—660.
33. Кольченко Т. И., Ломако В. М. Электрические свойства арсенида
галлия, облученного электронами и нейтронами.— ФТТ, 1975, т. 9, № 9,
с. 1757—1760.
34. Wertheim G. К. Recombination Properties of Bombardment Defects in
Semiconductors —J. Appl. Phys., 1959, vol. 30, N 8, p. 11166—1174.
35. Коршунов Ф. П. Рекомбинация неосновных носителей заряда в
кремнии n-типа в процессе облучения электронами.— ДАН БССР, 1974,
т. 18, № И, с. 980—982.
36. Добровинский Ю. М., Южный О. В., Мушкаров В. Г. и др. Опыт
применения гамма-излучения в технологии изготовления п-кремниевых
диффузионных диодов.— Электрон, техн. • Сер. Полупроводниковые
приборы. М.: ЦНИИ Электроника, 1980, вып. 7 (142), с. 33—36.
37. Витман Р. Ф., Кутлахметов В. А., Решетин В. П. и др. О временах
выключения тиристоров, подвергнутых ^-облучению.— ФТП, 1975, т. 9,
№ 2, с. 338—341.
38. Hall R. N. Electron-Hole' Recombination in Ge.—Phys. Rev., 1952,
vol. 87, N 2, p. 387—393.
39. Shockley W., Read W. T. Statistics of the Recombinations of Holes and
Electrons.—Phys. Rev., 1952, vol. 87, N 5, p. 835—842.
40. Loferski J. J., Rappaport P. Electron-Bombardment Induced
Recombination Centers in Germanium.—J. Appl. Phys., 1959, vol. 30, N 8,
p. 1181—1183.
41. Вавилов В. С, Крюкова Н. В., Чукичев ДО. В. О влиянии лития на
рекомбинацию в кремнии я-типа, облученном быстрыми электронами.—
ФТТ, 1964, т. 6, № 9, с. 2634—2637.
42. Григорьева Г. М., Крейнин Л. Б., Ландсман А. П. Исследование
возможности увеличения стабильности фотоэлектрических характеристик
534

облученных кремниевых р—я-переходов.— В кн.: Радиационная физика
неметаллических кристаллов. Мн.: Наука и техника, 1970, с. 167—173.
43. Уваров Е. Ф., Чукичев М. В. Исследование радиационных дефектов в
кремнии, легированном золотом и фосфором и облученном электронами
и нейтронами.— В кн.: Радиационная физика неметаллических
кристаллов. Мн.: Наука и техника, 1970, с. 81—89.
44. Curtis О. L. Effects of Oxygen Dopant on Lifetime in
Neutron-Irradiated Silicon.—IEEE Trans.. Nucl. Sci., 1966, vol. NS-13, N 6,
p. 33—40. Vt
45. Messenger G. C. A Two-Level Model for Lifetime Reduction Process
in Neutron Irradiated Silicon and Germanium.—IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1967, vol. NS-14, N 6, p. 88—102.
46. Larin F. Radiation Effects in Semiconductor Devices.—New York—
London—Sydney, 1968.—285 p.
47. Гутман P. Дж., Боррего Дж. M., Гандхи С. К. Влияние облучения на
свойства пролетных СВЧ-диодов.—ТИИЭР, 1974, т. 62, № 9, с. 88—98.
48. Бюлер М. Г. Расчетные кривые для предсказания изменений
удельного сопротивления кремния, вызванных облучением быстрыми
нейтронами.—ТИИЭР, 1968, т. 56, № 10, с. 111—113.
49. Коршунов Ф. П., Курилович Н. Ф. Изменение концентрации основных
носителей заряда в арсениде галлия, облученном электронами при
повышенных температурах.— ФТП, 1979, т. 13, № 10, с. 2074.
50. Коршунов Ф .П., Курилович Н. Ф. Изменение периода кристаллической
решетки арсенида галлия при облучении быстрыми нейтронами.—
ФТП, 1978, т. 12, № 7, с. 1438—1439.
51. Курилович Н. Ф. Влияние температуры облучения на электрические
свойства арсенида галлия.— В кн.: Радиационные дефекты в
полупроводниках. Мн.: Изд-во Белорус, ун-та, 1972, с. 264—265.
52. Вилькоцкий В. А., Доманевский Д. С, Ломако В. М. Радиационные
изменения времени жизни в GaAs.— В кн.: Радиационные дефекты в
полупроводниках. Мн.: Изд-во Белорус, ун^-та, 1972, с. 147—149.
53. Брудний В. Н., Кривов М. А. Радиационные дефекты в арсениде
галлия.— В кн.: Тез. докл. 4-го Всесоюз. совещ. по исследованию GaAs.
Томск: Том. политехи, ин-т, 1978, с. 16—18.
54. Marcus G. Н., Bruemmer Н. P. Radiation Damage in GaAs Gun Diods.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1970, vol. NS-17, N 6, p. 230—232.
55. Черданцев П. А., Чернов И. П., Тимошков Ю. А. и др. Динамика
аннигиляции дефектов в полупроводниковых кристаллах под действием
малых доз излучения.—ФТП, 1984, т. 18, № 11, с. 2061—2065.
56. Сирота Н. Н., Иванов Г. М., Коршунов Ф. П., Косолапов Н. Н. Влияние
электронного облучения на р—«-переходы в кремнии.— В кн.:
Радиационная физика неметаллических кристаллов. Мн.: Наука и техника,
1970, с. 136—141.
57. Сирота Н. Н., Коршунов Ф. П., Райнес Л. Ю. Влияние электронного и
нейтронного облучения на высокоомный кремний.— В кн.:
Радиационные дефекты в полупроводниках. Мн.: Изд-во Белорус, ун-та, 1972,
с. 259—261.
58. Болотов В. В., Коротченко В. А., Мамонтов А. П. и др. Радиационные
эффекты в полупроводниках при малых дозах облучения частицами.—
ФТП, 1980, т. 14, вып. 11, с. 2257—2260.
59. Коршунов Ф. П., Марченко И. Г. Влияние электронного облучения при
различных температурах на время жизни неосновных носителей заряда
в эпитаксиальных кремниевых р—/г-структурах.— ФТП, 1983, т. 17,.
вып. 3, с. 540—542.
60. Коршунов Ф. П., Солодуха В. А., Дударчик А. И. и др. Влияние
температуры облучения электронами на электрические параметры
транзисторных структур.— Электрон, техн. Сер. 7, 1983, вып. 6, с. 43—45.
61. Чернов И. П., Мамонтов А. П., Коротченко В. А. и др. Радиационное
235

упорядочение структуры несовершенных полупроводниковых
кристаллов.—ФТП, 1980, т. 14, вып. И, с. 2271—2273.
62. Комаров Ф. Ф., Ташлыков И., С, Коршунов Ф. П. и др. Воздействие
электронных пучков большой интенсивности на структуру кремния.—
В кн.: Матер. VI Всесоюз. конф. «Взаимодействие атомных частиц с
твердым телом». Мн.: МРТИ, 1982, ч. 3, с. 126—129.
<63. Cherdantsev P. A., Chernov I. P., Mamontov А. P. Mechanism of
Radiation Ordering of Semiconductor Crystals by Means of Low Doses of
Irradiation.—Radiation Effects, 1982, vol. 60, p. 67—71.
64. Коршунов Ф. П. Проникающие излучения в технологии полупроводни-
вых приборов и интегральных микросхем.— Вестн. АН СССР, 1982,
№ 11, с. 80—87.
65. Патрикеев Л. Н., Подлепецкий Б. И., Попов В. Д. Радиационная
стойкость полупроводниковых приборов и интегральных схем.— М.: Изд-во
МИФИ, 1975, с. 46—79, 97—101, 107—125.
66. Gregory В. L., Gwyn С. W. Radiation Effects on Semiconductor
Devices.— Proc. IEEE, 1974, vol. 62, N 9, p. 1264—1273.
67. Курносов А. И., Юдин В. В. Технология производства
полупроводниковых приборов и интегральных микросхем.— М.: Высш. шк., 1979.—
367 с.
68. Наумов Ю. Е. Интегральные логические схемы.—М.: Сов. радио,
1970.—432 с.
69. Валиев К. А., Дягилев В. Н., Лебедев В. И., Лубашевский А. В.
Микромощные интегральные схемы.— М.: Сов. радио, 1975.— 256 с.
70. Степаненко И. П. Основы теории транзисторов и транзисторных
схем.—М.: Энергия, 1973.—607 с.
71. Коршунов Ф. П. Некоторые закономерности изменений характеристик
кремниевых диодов.— Изв. АН БССР. Сер. физ.-мат. наук, 1970, № 6,
с. 115—121.
72. Коршунов Ф. П. Влияние облучения на р—«-переходы.— В кн.:
Радиационная физика кристаллов и р—«-переходов. Мн.: Наука и техника,
1972, с. 125—140.
73. Стриха В. И., Бузанева Е. В. Достижения, перспективы, исследования и
применения приборов с барьером Шотки.—Киев: Знание, 1978.—48 с.
74. Stein Н. J., Gereth R. Introduction Rates of Electrically Active Defects
in n- and p-Type Silicon by Electron and Neutron Irradiation.— J.
Appl. Phys., 1968, vol. 39, N 6, p. 2890—2904.
75. Lampert M. A. Injection Currents in Insulators.—Proc. IRE, 1962,
vol. 50, N 8, p. ,1781—1796.
76. Попов В. Д. Влияние технологических факторов на радиационную
стойкость МДП-структур.— Зарубежная электрон, техн., 1974, вып. 14 (86),
с. 48—59.
77. Parker G. Н., Mead С. A. The Effect of Trapping States on Tunneling
in Metal—Semiconductor Junctions.— Appl. Phys. Lett., 1969, vol. 14,
N 1, p. 21—23.
78. Горячева Г. А., Шапкин А. А., Ширшев Л. Г. Действие проникающей
радиации на радиодетали.— М.: Атомиздат, 1971.— 118 с.
79. Шагурин И. И. Транзисторно-транзисторные логические схемы/Под
ред. Ю. Е. Наумова.—М.: Сов. радио, 1974.— 158 с.
80. Скоробогатов П. К. Основные соотношения для расчета фототока
транзисторных структур.— В кн.: Ядерная электроника / Под ред. Т. М. Ага-
ханяна. М.: Атомиздат, 1979, вып. 10, с. 80—87.
81. Аствацатурьян Е. Р., Скоробогатов П. К. Зависимость фототока
р—n-перехода от интенсивности ионизации.— ФТП, 1980, т. 14, № 7,
с. 1449.
82. Агаханян Т. М. Интегральные микросхемы.— М.: Энергоатомиздат,
1983.— 463 с.
83. Long D. М. State-of-the-Art Review: Hardness of MOS and Bipolar
236

Integrated Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol. NS-27, N 6,
p. 1674—1679.
84. Vail P. J. A Survey of Radiation Hardened Microelectronic Memory
Technology.—IEEE Trans. Nucl. Sci., ;1978, vol. NS-25, N 6, p. 1196—
1204.
85. Пат. 2088338 (Франция). Объемный кремний для схем/Х. X. Бергер,
С. К. Вэйдман —Опубл. 12.10.71.
86. Berger Н. Н., Weidman S. К. Merget-Transistor Logic (MTL) — а
Low-Cost Bipolar Logic Concept.—IEEE JSC-7, 1972, N 5, p. 340—342.
87. Аваев H. А., Дулин В. H., Наумов Ю. Е. Большие интегральные
схемы с инжекционным питанием.— М.: Сов. радио, 1977.— 248 с.
88. Степаненко И. П. Основы микроэлектроники.— М: Сов. радио, 1980.—
424 с.
89. Raymond J. P., Wang Т. Y., Schuegraf К. К. Radiation Effects on
Bipolar Integrated Injection Logic—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975,
vol. NS-22, N 6, p. 2605—2610.
90. Bahraman A., Chang S., Romeo D. et al. Radiation-Hardened
Performance Optimized PL LSI —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24,
N 6, p. 2321—2326.
91. Гребен А. Б. Проектирование аналоговых интегральных схем /Под ред.
Е. X. Караерова — М.: Энергия, 1976.—256 с.
92. Лубянов С. Н., Карумен О. В., Курнаев С. А., Стенин В. Я.
Радиационные эффекты в линейных интегральных операционных усилителях.—
В кн.: Ядерная электроника / Под ред. Т. М. Агаханяна. М.: Атомиз-
дат, 1975, вып. 2, с. 21—35.
93. Berstein М. J., Pashen К. W. Study of IEMP Effects on 1С
Operational Amplifier Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21,
N 6, p. 284—290.
94. Майерс Д. К. Действие, ядерного излучения на полупроводниковые
приборы.—Электрон., 1978, т. 51, № 6, с. 53—57.
95. Stafford К. R., Oberlin D. W. A Monolithic Radiation-Hardened
Operational Amplifier —Sel.-State Technol., 1970, vol. 13, N 5, p. 67—72.
96. Кэйпис P. Современное состояние и перспективы развития технологии
БИС—Электрон., 1979, т. 52, № 19, с. 23—34.
97. Greiling Р. Т., Waldner М. Future Applications and Limitations for
Digital GaAs Technology.—Microwave J., 1983, vol. 26, N 2, p. 74—
76, 80—82, 84, 86—87.
98. Leavy J. F., Poll R. A. Radiation-Induced Integrated Circuit Latchup.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1969, vol. NS-16, N 6, p. 96—103.
99. Pease R. L. Latchup in Bipolar LSI Devices.— IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1981, vol. NS-28, N 6, p. 4295—4301.
100. Raymond J. P. MSI/LSI Radiation Response, Characterization and
Testing.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21, N 6, p. 308—322.
101. Финнел Дж. Т., Бертетти Д. Д., Карпович Ф. В. Оценка
радиационных эффектов в электронных компонентах с помощью эквивалентных
схем.—Электрон., 1967, т. 40, № 22, с. 10—21.
102. Olson R. J., Alexander D. R., Antinone R. J. Radiation Response Study
of New Radiation-Hardened Low Power TTL Series.— IEEE Trans.
Nucl. Sci., 1971, vol.. NS-18, N 6, pt. 1, p. 243—245.
103. Штерн Л. Основы проектирования интегральных схем.— М.: Энергия,
1973.—328 с.
104. Мырова Л. О., Чепиженко А. 3. Обеспечение радиационной стойкости
аппаратуры связи.— М.: Радио и связь, 1983.— 215 с.
105. Johnson W. С. Mechanisms of Charge Buildup in MOS Insulators.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2144—2150.
106. Sah С. T. Origin of Interface States and Oxide Charges Generated by
Ionizing Radiation.—IEEE Transy Nucl. Sci., 1976, vol. NS-23, N 6,
p. 1563—1568.
237

107. Revesz A. G. Chemical and Structural Aspects of the Irradiation
Behavior of Si02 Films on Silicon.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977,
vol. NS-24, N 6, p. 2102—2107.
108. Churchill J. N., Holmstrom F. E., Collins T. W. Dynamic Model for
e-Beam Irradiation of MOS Capacitors.—J. Appl. Phys., 1979, vol. 50,
N 6, p. 3994—4002.
109. Литовченко В. Г. Природа радиационных эффектов в слоистых
структурах МДП.— Оптоэлектрон. и полупроводниковая техн., 1982, № 1,
с. 27—35.
ПО. Каплан Г. Д., Колешко В. М., Гурский Л. И. Влияние облучения
электронами на поверхностные свойства структуры Si—Si02.—
Микроэлектрон., 1976, т. 5, № 4, с. 359—362.
111. Gwyn С. W. Model for Radiation-Induced Charge Trapping and
Annealing in the Oxide Layer of MOS Devices.—J. Appl. Phys., 1969, vol.
40, N 12, p. 4886—4892.
Г12. Revesz A. G. Defect Structure and Irradiation Behavior of
Noncrystalline Si02 —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1971, vol. NS-18, N 6, p. 113—1|16.
113. Hughes H. L. Dependence of MOS Device Radiation-Sensitivity on
Oxide Impurities.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1972, vol. NS-19, N 6,
p. 256—263.
114. Girii V. A., Kondrachuk A. V., Kornyushin S. I. et al. Effect of
Impurities on the Radiation Sensitivity of the Si—SK>2 Interface in MIS
Structures.—Phys. Stat. Sol. (a), 1976, vol. 34, N 1, p. K35—K38.
115. Sigel G. H., Friebele E. J., Ginther R. J., Griscom D. L. Effects of
Stoichiometry on the Radiation Response of Si02.— IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1974, vol. NS-21, N 6, p. 56—61.
116. Hofstein S. Proton and Sodium Transport in Si02 Films.—IEEE Trans.
Electron Dev., 1967, vol. ED-14, N 11, p. 749—753.
117. Galloway K. F. Simple Model for the Slope Change of C—F-Curves of
Irradiated MOS Capasitors.— J. Appl. Phys., 1974, vol. 45, N 2,
p. 964—965.
118. Fowkes F. M., Witherell F. E. Sodium Mobility in Irradiated Si02 —
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21, N 6, p. 67—72.
119. Beezhold W. Effects of Ion Bombardment on Na and CI Motion in Si02
Thin Films.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21, N 6, p. 62—66.
120. McLean F. B. A Framework for Understanding Radiation Induced
Interface States in Si02 MOS Structures.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980,
vol. NS-27, N 6, p. 11651—1657.
121. Marquardt C. L., Sigel G. H. Radiation-Induced Defect Centers in
Thermally Grown Oxide Films —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975, vol.
NS-22, N 6, p. 2234—2239.
122. Вихрев Б. И., Герасименко Н. Н., Лебедев Г. П. Исследование
радиационных структурных нарушений в пленках Si02 методом ЭПР.—
Микроэлектрон., 1977, т. 6, № 1, с. 71—74.
123. Witteles A. A. Neutron Radiation Effects on MOS FETs: Theorv and
Experiment.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1968, vol. NS-15, N 6, p. 126—
132.
124. ГГопов В. Д., Ройзин Н. М. Роль ионизации в образовании
поверхностных состояний на границе раздела диэлектрик—полупроводник.—
Микроэлектрон., 1973, т. 2, № 6, с. 552—556.
125. Патрикеев Л. Н., Подлепецкий Б. И., Попов В. Д. Радиационная
стойкость полупроводниковых приборов и интегральных схем.— М.: Изд-во
МИФИ, 1975, с. 30—45, 83—96.
126. Mitchell J. P. Radiation-Induced Space-Charge Buildup in MOS
Structures—IEEE Trans. Electron Dev., 1967, vol. ED-14, N 11, p. 764—
774.
127. Nielsen R. L., Nichols D. K. Total Dose Effects of Ionizing Radiation
on MOS Structures at 90 K.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1973, vol. NS-20,
N 6, p. 319—325.

128. Гуров К. П., Израилева Л. К., Коломийцев Л, И. Кинетика
образования положительного объемного заряда в диэлектрике МДП-приборов
при облучении.—Микроэлектрон., 1977, т. 6, № 2, с. 163—171.
129. Герасимов А. Б., Джандиери М. Ш., Церцвадзе А. А., Шилло А. Г.
Кинетика накопления индуцированного радиацией пространственного
заряда в диэлектриках МДП-структур.— Микроэлектрон., 1980, т. 9,
№ 5, с. 450—455.
130. Freeman R., Holmes-Siedle A. G. A Simple Model for Prediction
Radiation Effects in MOS Devices.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1978, vol.
NS-25, N б, p. 1216-H1-225.
131. Winokur P. S., Boesch H. E., McGarrity J. M., McLean F. B. Field-
and Time-Dependent Radiation Effects at the Si02/Si Interface of
Hardened MOS Capacitors.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24,
N 6, p. 21,13—2118.
132. Vinetskii V. L., Chaika G. E., Shevchenko E. S. Charge and Potential
Distribution in Dielectric Layers of MOS Structures- under Ionization.—
Phys. Stat. Sol. (a), 1974, vol. 26, N 2, p. 743—752.
133. Винецкий В. Л., Чайка Г. Е., Шевченко Е. С. Динамика встраивания
заряда при облучении МДП-структуры.— ФТП, 1982, т. 16, № 8,
с. 1478—1482.
134. Churchill J. N., Collins Т. W., Holmstrom F. E. Electron Irradiation
Effects in MOS Systems —IEEE Trans. Electron Dev., 1974, vol. ED-21,
N 12, p. 768—777.
135. Churchill J. N., Holmstrom F. E., Collins T. W. A Linear Two-Layer
Model for Flat-Band Shift in Irradiated MOS Devices — Sol.-State
Electron., 1976, vol. 19, N 2, p. 291—296.
136. Collins T. W., Holmstrom F. E., Churchill J. N. Charge Distributions
in MOS Capacitors for Large Irradiation Doses.— IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1979, vol. NS-26, N 6, p. 5176—5179.
137. Buxo J., Esteve D., Enea G,t Martinez A. A «Four Parameters» Model
that Fits the Degradation Curve AVg(Vg) of MOS Transistors under
Irradiation.—Sol.-State Electron., 1972, vol. 15, N 9, p. 1029—1031.
138. Powell R. J., Derbenwick G. F. Vacuum-UV Radiation Effects in Si02.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1971, vol. NS-18, N 6, p. 99—106.
139. Zaininger К. H. Electron Bombardment of MOS Capacitors.—Appl.
Phys. Lett., 1966, vol. 8, N 3, p. 140—142.
140. Snow E. H., Grove A. S., Fitzgerald D. J. Effects of Ionizing Radiation
on Oxidized Silicon Surfaces and Planar Devices.—Proc. IEEE, 1967,
vol. 55, N7, p. 1168-1185.
141. Srour J. R., Curtis O. L., Chiu K. Y. Charge Transport Studies in Si02:
Processing Effects and Implications for Radiation Hardening.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., (1974, vol. NS-21, N 6, p. 73—80.
142. McLean F. В., Boesch H. E., McGarrity J. M. Hole Transport and
Recovery Characteristics of Si02 Gate Insulators.—IEEE Trans. NucL
Sci., 1976, vol. NS-23, N 6, p. 1506—1512.
143. Boesch H. E., McLean F. В., McGarrity J. M., Ausman G. A. Hole
Transport and Charge Relaxation in Irradiated Si02 MOS Capacitors.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., ,1975, vol. NS-22, N 6, p. 2163—2167.
144. Hughes R. C, EerNisse E. P., Stein H. J. Hole Transport in MOS
Oxides.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2227—2233.
145^ Farmer J. W., Lee R. S. Photocurrents and Photoconductive Yield in
MOS Structures during X-Irradiation — J. Appl. Phys., 1975, vol. 46,
N 6, p. 2710—2715.
146. Hughes R. C, Seager С. H. Hole Trapping, Recombination and Space
Charge in Irradiated Sandia Oxides.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1983,
vol. NS-30, N 6, p. 4049—4053.
147. Schlesier K. M., Shaw J. M., Benyon J. M. A1203 as a
Radiation-Tolerant CMOS Dielectric—RCA Rev., 1976, vol. 37, N 3>, p. 358—388.
148. Micheletti F. В., Kolondra F. Relaxation Phenomena Associated with
239

Radiation-Induced Trapped Charge in A1203 MOS Devices,— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1971, vol. NS-18, N 6, p. 131—137.
149. Powell R. J., Hughes G. W. Charge Injection and Trapping in A1203
Gate Insulators.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21; N 6,
p. 179—185.
150. Holmes-Siedle A. G., Zaininger К. H. Designing MOS Systems for
Radiation Environments.— Sol.-State Technol., 1969, vol. 12, N 5,
p. 40—49, 71.
151. Schlesier К. M. Radiation Hardening of CMOS/SOS Integrated
Circuits.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21, N 6, p. 152—158.
152. Валиев К. А., Кармазинский A, H., Королев M. А. Цифровые
интегральные схемы на МДП-транзисторах.— М.: Сов. радио, 1971.— 384 с.
U53. Whelan М. V. Graphical Relations Between Surface Parameters of
Silicon to be Used in Connection with MOS Capacitance Measurements.—
Philips Res. Rep., 1965, vol. 20, N 5, p. 620—632.
154. Байков В. Д., Гасман А. С, Кармазинский А. Н. Влияние
радиационного излучения на компоненты МДП интегральных схем.—
Микроэлектроника, 1972, вып. 5, с. 66—78.
155. Воробьев В. Б., Дунаев С. Д., Палагин Ю. П. Влияние электронного
облучения на быстродействие МОП-транзисторов.— В кн.: Сб. трудов
по полупроводниковым материалам, приборам и их применению.
Воронеж: Воронеж, политехи, ин-т, 1971, с. 104—ПО.
156. Караханян Э. Р. Динамические элементы ЭВМ со структурой МДП.—
М.: Сов. радио, 1972.—256 с.
157. Потемкин В. В., Кашкаров П. К. Влияние нейтронного облучения на
низкочастотные шумовые свойства МДП-триодов.— Радиотехн. и
электрон., 1972, т. 17, № 9, с. 1995—1996.
158. Chiwaki М., Tomimasu Т. The Effect of Radiation Damage on the
Noise Performance of FETs.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975, vol. NS-22,
N 6, p. 2696—2702.
159. Jordan A. G., Jordan N. A. Theory of Noise in Metal Oxide
Semiconductor Devices —IEEE Trans. Electron Dev., 1965, vol. ED-12, N ,1,
p. 148—156.
160. Lauritzen P. O. Effects of Radiation on the Noise Performance of
Transistors.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1972, vol. NS-19, N 6, p. 321—326.
161. Seehra S. S., Slusark W. J. The Effect of Operating Conditions on the
Radiation Resistance of VDMOS Power FETs.—IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1982, vol. NS-29, N 6, p. 1559—1563.
162. Blackburn D. L., Robbins T. C, Galloway K. F. VDMOS Power
Transistor Drain-Source Resistance Radiation Dependence.— IEEE Trans.
Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 4354-4359.
163. Зимин В. H., Мингазин Т. А., Патрикеев Л. Н., Попов В. Д.
Образование заряда в диэлектрике МДП-структуры при воздействии
различных видов радиации.— Электрон, техн. Сер. Микроэлектрон., 1972,
вып. 2 (36), с. 21—23.
164. Dressendorfer Р. V., Soden J. М., Harrington J. J., Nordstrom Т. V.
The Effects of Test Conditions on MOS Radiation-Hardness Results.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 4281—4287.
165. Harari E., Wang S., Royce B. S. H. Low Temperature Irradiation
Effects in SKVInsulated MIS Devices.— J. Appl. Phys., 1975, vol. 46,
N 3, p. 1310—1317.
166. Гирий В. А., Коршошин С. И., Шаховцов В. И., Щеголева Л. Г.
Влияние температуры облучения на радиационные процессы в МДП-струк-
турах.— Оптоэлектрон. и полупроводниковая техн., 1982, № 2, с. 78—
81.
167. Sander Н. H.t Gregory В. L. Unified Model of Damage Annealing in
CMOS, from Freeze-in to Transient Annealing.— IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2157—2162.
168. Srour J. R., Othmer S., Curtis O. L., Chiu K. Y. Radiation-Induced
240

Charge Transport and Charge Buildup in Si02 Films at Low
Temperatures.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1976, vol. NS-23, N 6, p. 1513—1519.
169. Boesch H. E., McGarrity J. M. Charge Yield and Dose Effects in MOS
Capacitors at 80 K.— IEEE Trans. Nucl. Sci., ,1976, vol. NS-23, N 6,
p. 1520—1525.
170. Богатырев Ю. В., Демченко В. И., Коршунов Ф. П. Влияние условий
облучения высокоэнергетическими электронами на накопление заряда в
окисле МОП-структур.—Докл. АН БССР, 1976', т. 20, № 12, с. 1074—
1077.
171. Fahrner W. R., Braunig D., Borchert E. MOS and Thyristor Damage
Parameters after 2,5 and 15 MeV High Temperature Electron
Irradiation.—Phys. Stat. Sol. (a), 1982, vol. 22, N 1, p. 79—88.
172. Шакина О. Ю., Богатырев Ю. В. Изменение свойств МДП-структур
при повышенных температурах облучения.— В кн.: Матер, республ.
конф. «Физика, технология и производство полупроводниковых
приборов». Вильнюс: Ин-т физ. полупроводн. АН ЛитССР, 1984, с. 90.
173. Maier R. J., Tallon R. W. Dose-Rate Effects in the Permanent Threshold
Voltage Shifts of MOS Transistors.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975,
vol. NS-22, N 6, p. 2214—2218.
174. Long D. M. Transient Radiation Response of JFETs and MISFETs at
Cryogenic Temperatures— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21,
N 6, p. 119—123.
175. Snowden D. P., Flanagan Т. M. Transient Response of MOS
Capacitors to High-Energy Electron Irradiation.— IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1975, vol. NS-22, N 6, p. 2516—2521.
176. Derbenwick G. F., Sander H. H. CMOS Hardness Prediction for Low-
Dose-Rate Environments —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24,
N 6, p. 2244—2247.
177. Winokur P. S. Limitation-in the Use of Linear System Theory for
Prediction of Hardened MOS Device Response in Space Satellite
Environments— IEEE. Trans. Nucl. Sci., 1982, vol. NS-29, N 6, p. 2102—2106.
178. Богатырев Ю. В., Плиненко В. И., Шабловская О. Ю. Влияние
интенсивности электронного облучения на свойства структур А1—Si02—
Si.— В кн.: Матер, республ. конф. «Физика, технология и производство
полупроводниковых приборов». Вильнюс: Ин-т физ. полупроводн.
АН ЛитССР, 1980, с. 26—27.
179. Шакина О. Ю., Плиненко В. И. Накопление заряда в структурах
Al—Si02—Si в зависимости от интенсивности электронного
облучения.— В кн.: Тез. докл. 7-й Республ. конф. молодых ученых по физике.
Мн.: Ин-т физ. тв. тела и полупроводн. АН БССР, 1982, с. 133.
180. Dozier С. М., Brown D. В. Effect of Photon Energy on the Response
of MOS Devices.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6,
p. 4137—4141.
181. Dozier C. M., Brown D. B. Photon Energy Dependence of Radiation
Effects in MOS Structures.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol. NS-27,
N 6, p. 1694—1699.
182* Zaininger К. H. Irradiation of MIS Capacitors with High Energy
Electrons.—IEEE Trans. Nucl. Sci., ,1966, vol. NS-13, N 6, p. 237—247.
183. Simons M., Monteith L. K-, Hauser J. R. Some Observations on Charge
Buildup and Release in Silicon Dioxide Irradiated with Low Energy
Electrons —IEEE Trans. Electron Dev., 1968, vol. ED-15, N 12,
p. 966—973.
184. Митчел Дж., Уилсон Д. Поверхностные эффекты в полупроводниковых
приборах, вызванные радиацией.— М.: Атомиздат, 1970.— 82 с.
185. Bogatyrev Yu. V., Korshunov F. P. The Effect of High-Speed Electrons
of Different Energy on the Charge Storage in Si02 and Si3N4 Dielectric
Films —Phys. Stat. Sol. (a), 1977, vol. 41, N 2, p. K151— K154.
186. Воробьев А. А., Кононов Б. А. Прохождение электронов через
вещество.— Томск: Изд-во Том. ун-та, 1966.— 178 с.
241

187. Гусев Н. Г., Кимель Л. Р., Машкович В. П. и др. Физические основы
защиты от излучений.— М.: Атомиздат, 1969.— 472 с.
188. Зи С. М. Физика полупроводниковых приборов.—М.: Энергия, 1973.—
656 с.
189. Danclienko V., Desai U. D., Brashears S. S. Characteristics of the
Thermal Annealing of Radiation Damage in MOS FETs.—J. Appl. Phys.,
1968, vol. 39, N 5, p. 2417—2424.
190. Kjar R. A., Peel J. L., Wrigley C. Y. Effects of Metallic Doping^on
Ionizing Damage in MOS FETs.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1969, vol.
NS-16, N 6, p. 207—211.
191. Богатырев К). В., Коршунов Ф. П. Исследование отжига
МОП-структур, облученных высокоэнергетическими электронами при различных
температурах.—Изв. АН БССР. Сер. физ.-мат. наук, 1977, № 5,
с 92 95
192. Kreutz Е*. W., Pagnia Н., Waidelich W. Effects of X-Radiation on MOS
Devices at Г=79 К.—Phys. Stat. Sol (a), 1971, vol. 5, N 3, p. 691—
699.
193. Литовченко В. Г., Киблик В. Я., Литвинов Р. О. Влияние радиацион-
но-термических воздействий на характеристики полупроводниковых
структур.— Оптоэлектрон. и полупроводниковая техн., 1982, № 1,
с. 69—73.
194. Revesz A. G. The Role of Hydrogen in Si02 Films on Silicon.—J.
Electrochem. Soc, 1979, vol. 126, N '1, p. 122—130.
195. Neamen D. A. Rapid Anneal of Radiation-Induced Silicon-Sapphire
Interface Charge Trapping.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1978, vol, NS-25,
N6, p. 1160—1,165.
196. Winokur P. S., Boesch H. E. Annealing of MOS Capacitors with
Implications for Test Procedures to Determine Radiation Hardness.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 4088—4094.
197. Johnson A. H. Annealing of Total Dose Damage in the Z80-A
Microprocessor.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1983, vol. NS-30, N 6, p. 4251—
4255.
198. Ma T.^P., Ma W. H. L. Low Pressure RF Annealing: A New Technique
to Remove Charge Centers in MIS Dielectrics.— Appl. Phys. Lett.,
1978, vol. 32, N 7, p. 441—444.
199. Ma T. P., Chin M. R. RF Annealing Mechanisms in
Metal-Oxide-Semiconductor Structures — an Experimental Simulation.— J. Appl. Phys.,
1980, vol. 51, N 10, p. 5458—5463.
200. Лысенко В. С, Локшин М. М. Высокочастотный отжиг дефектов в
имплантированных МДП-структурах.— Письма в ЖТФ, 1983, т. 9, № 3,
с. 796—799.
201. Чернышев А. А., Голотюк О. Н., Попов Ю. В. и др. Радиационная
стойкость интегральных схем, применяемых в специализированных
.ЭВМ.—Зарубежная электрон, техн., 1984, № 8 (279), с. 87—112.
202. Аналоговые и цифровые интегральные схемы/Под ред. С. В.
Якубовского.—М.: Сов. радио, 1979.— 336 с.
203. Измерение параметров цифровых интегральных микросхем / Под ред.
Д. Ю. Эйдукаса, Б. В. Орлова.—М.: Радио и связь, 1982.—368 с.
204. Maurer Н. Е., Ricci R. С. Horizons in Guidance Computer Component
Technology.— IEEE Trans. Computers, (1968, vol. CT-17, N 7, p. 621—
634.
205. Sivo L. L., Measel P. R. Radiation Hardness of CMOS LSI Circuits.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6, p. 2219—2225.
206. Алексенко А. Г., Шагурин И. И. Микросхемотехника.—М.: Радио и
связь, 1982.—416 с.
207. Peel J. L., Kinoshita G. Radiation-Hardened Complementary MOS
Using Si02 Gate Insulators.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1972, vol. NS-19,
N 6, p. 271—274.
208. Burghard R. A., Gwyn C. W. Radiation Failure Modes in CMOS In-
242

tegrated Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1973, vol. NS-20, N 6,
p. 300—306.
209. Gibbon С F., Hobing D. H., Flores R. S. A Radiation-Hard Silicon
Gate Bulk CMOS Cell Family.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol.
NS-27, N 6, p. 11712—1715.
210. Guenzer C. S., Campbell А. В., Shapiro P. Single Event Upsets in
NMOS Microprocessors —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28,
N 6 ,p. 3955—3958.
211. Davis R. Т., Woods M. H., Will W. E., Measel P. R. High Performance
MOS Resists Radiation.—Electronics, 1982, vol. 55, N 23, p. 137—139.
212. Marks K., Measel P. R. Total Dose Test Results for the 8086
Microprocessor.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1982, vol. NS-29, N 6, p. 1662—
1664.
213. Tallon R. W. Ionizing Radiation Effects on the Sperry Rand
Nonvolatile 256-Bit MNOS RAM Array (SR 2256).—IEEE Trans. Nucl.
Sci., 11978, vol. NS-25, N 6, p. 1176—1180.
214. Scarpulla J., Mozulay R., Ausnit C. et al. Rapid Annealing Response
of the Hardened 1802 Bulk CMOS Microprocessor — IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1980, vol. NS-27, N 6, p. 1442—1448.
215. Srour J. R., Othmer S., Bahraman S., Hartman R. A. The Search for
Neutron-Induced Hard Errors in VLSI Structures.— IEEE Trans.
Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 3968—3974.
216. Wilkin N. D., Self С. Т. Temperature Effects on Failure and Annealing
Behavior in Dynamic Random Access Memories.— IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1982, vol. NS-29, N 6, p. 1669—1673.
217. Brucker G. J. Exposure-Dose-Rate-Dependence for CMOS/SOS
Memory.—IEEE Trans. Nucl. ScL, .1981, vol. NS-28, N 6, p. 4056—4059.
218. Witteles A. A., Volmerange H. Radiation Response of Advanced
Dynamic Random Access Memories (DRAMs).— IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1982, vol. NS-29, N 6, p. 1665—1667.
219. Kjar R. A., Martinez M., Waskiewicz A. E. A Radiation-Hard
CMOS/SOS ALU.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6,
p. 2181—2184.
220. Шило В. Л. Линейные интегральные схемы в радиоэлектронной
аппаратуре.—М.: Сов. радио, 1979.—368 с.
221. Nielsen R. L., Butcher D. Т., Ronen R. S. Electrical and Radiation
Characteristics of MOS/SOS Linear Devices.—IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1975, vol. NS-22, N 6, p. 2629—2633.
222. Williams D. R., Van Vonno N. W. Two Radiation-Hardened Analog
Multiplexers —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1983, vol. NS-30, N 6,
p. 4273—4276.
223. Broell F. G., Barnard W. J. A Radiation-Hardened CMOS 8-Bit Ana-
log-to-Digital Converter.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1983, vol. NS-30,
N 6, p. 4246—4250.
224. Грегори Б. Л., Гуин Ч. Радиационные эффекты в полупроводниковых
приборах.— ТИИЭР, 1974, т. 62, № 9, с. 98—111.
225. Аствацатурьян Е. Р., Раткин А. В., Скоробогатов П. К., Чумаков А. И.
Переходные ионизационные эффекты в цифровых интегральных
микросхемах.— Зарубежная электрон, техн., 1983, № 9 (267), с. 36—72.
226. Stephen J. Н., Sanderson Т. К., Mapper D. et al. Cosmic Ray
Simulation Experiments for the Study of Single Event Upsets and Latch-up
in CMOS Memories.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1983, vol. NS-30, N 6,
p. 4464—4469.
227. Brucker G. J., Measel P., Wahlin K. Transient Radiation Response of
Hardened CMOS/SOS Microprocessor and Memory Devices.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1980, vol. NS-27, N 6, p. -1432—1435.
228. Honnold V. R., Goldberg M., Schreiner W. A., Witteles A. A.
Investigation of JI and DI CMOS FXR Response at Different Spectral
Energies— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2650—2655.
243

229. Brucker G. J. Transient and Steady-State Radiation Response of
CMOS/SOS Devices.—IEEE Trans. Nucl. ScL, 1974, vol. NS-21, N 6,
p. 201—207.
230. Gregory B. L., Shafer B. D. Latch-up in CMOS Integrated Circuits —
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1973, vol. NS-20, N 6, p. 307—314.
23,1. Huffman D. D. Prevention of Radiation Induced Latch-up in
Commercially Available CMOS Devices.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol.
NS-27, N 6, p. 1436—1441.
232. Donovan R. P., Simons M., Burger R. M. Radiation-Hardened LSI for
the 1980s: CMOS/SOS vs. PL.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol.
NS-24, N 6, p. 2336—2340.
233. Schroeder J. E., Ochoa A., Dressendorfer P. V. Latch-up Elimination
in Bulk CMOS LSI Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol. NS-27,
N 6, p. il735—1738.
234. Coppage F. N.,, Evans D. C. Characteristics of Destruction from Latch-
up in CMOS.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6,
p. 2226—2229.
235. Coppage F. N., Allen D. J., Dressendorfer P. V. et al. Seeing Through
the Latch-up Window.— IEEE Trans. Nucl. ScL, 1983, vol. NS-30, N 6,
p4 4122 4126.
236. Petersen E. Soft Errors Due to Protons in the Radiation Belt.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 3981—3986.
237. Pickel J. C, Blandford J. T. CMOS RAM Cosmic Ray Induced Error
Rate Analysis.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 3962—
3967.
238. Pickel J. C, Blandford J. T. Cosmic Ray Induced Errors in MOS
Memory Cells —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1978, vol. NS-25, N 6, p. Ill66—
1171.
239. Brucker G. J., Chater W., Kolasinski W. A. Simulation of Cosmic Ray
Induced Soft Errors in CMOS/SOS Memories.—IEEE Trans. Nucl.
ScL, 1980, vol. NS-27, N 6, p. 1490—1493.
240. Kolasinski W. A., Koga R., Blake J. В., Diehl S. E. Soft Error
Susceptibility of CMOS RAMs: Dependence upon Power Supply
Voltage.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 4013—4016.
241. Носов Ю. P., Шилин В. А. Полупроводниковые приборы с зарядовой
связью.— М.: Сов. радио, 1976.— 144 с.
242. Киллиани Дж. М. Радиационные эффекты в кремниевых приборах с
зарядовой связью.— В кн.: Приборы с зарядовой связью. М.: Мир,
1982, с. 198—236'.
243. Bluzer N., Affinito D., Blaha F. С. Generation of Si02 Interface
States at Low Temperature with Ionizing Irradiation.— IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1981, vol. NS-28, N 6, p. 4074—4079.
244. KiHiany J. M., Saks N. S., Baker W. D. Effects of Ionizing Radiation
on a 256-Stage Linear CCD Imager —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975,
vol. NS-22, N 6, p. 2634—2638.
245. Barbe D. F. Imaging Devices Using Charge-Coupled Concepts.— Proc.
IEEE, 1975, vol. 63, N 1, p. 38—67.
246. KiHiany J. M., Baker W. D., Saks N. S., Barbe D. F. Effects of
Ionizing Radiation on Charge-Coupled Device Structure.— IEEE Trans.
Nucl. ScL, 1974, vol. NS-21, N 6, p. 193—200.
247. Williams R. A., Nelson R. D. Radiation Effects in Charge-Coupled
Devices.—IEEE Trans. Nucl. Sci., «1975, vol. NS-22, N 6, p. 2639—2644.
248. Srour J. R., Chen S. C, Othmer S., Hartmann R. A. Radiation
Damage Coefficients for Silicon Depletion Regions.— IEEE Trans. Nucl.
ScL, 1979, vol. NS-26, N 6, p. 4784—4791.
249. Борисенко В. E., Езовитова А. И., Мельянец Г. И., Пацко А. И.
Моделирование цифровых биполярных ИС, работающих при
радиационном воздействии.— Зарубежная электрон, техн., 1975, N° 5 (101),
с. 34—59.
244

250. Носов Ю. Р., Петросянц К. О., Шилин В. А. Математические модели
элементов интегральной электроники.— М.: Сов. радио, 1976.— 304 с.
251. Машинный расчет интегральных схем/Под ред. К. А. Валиева.—М.:
Мир, 1971.—408 с.
252. Чахмахсазян Е. А., Бармаков Ю. Н., Гольденберг А. Э. Машинный
анализ интегральных схем.—М.: Сов. радио, 1974.—270 с.
253. Sanders Т. J., Boarman J. W. A Dielectrically-Isolated Radiation
Hardened Technology for LSI.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol. NS-27,
N 6, p. 1716—1720.
254. Reisman A. Device, Circuit and Technology Scaling to Micron and
Submicron Dimensions.—Proc. IEEE, 1983, vol. 71, p. 550—565.
255. Пат. 3444100 (США). Радиационно стойкий кремний, содержащий
окисел металла/С. Э. Майер — Опубл. 30.10.69.
256. Raymond J. P., Pease R. L. A Comparative Evaluation of Integrated
Injection Logic—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6,
p. 2327 2335
257. Ellis T. Radiation Effects Characterization of the SPB 9900A 16 Bit
Microprocessor.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1979, vol. NS-26, N 6,
p. 4735—4738.
258. Doyle B. R., Kreps S. A., Vonno N. W. V., Lake G. W. Radiation-
Hardened I2L 8X8 Multiplier Circuit —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1979,
vol. NS-26, N 6, p. 4730—4734.
259. Пат. 3490965 (США). Радиационно стойкие кремниевые
полупроводниковые приборы/Дж. Е. Велб.— Опубл. 20.01.70.
260. McGarrity J. М. Considerations for Hardening MOS Devices and
Circuits for Low Radiation Doses.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol.
NS-27, N 6, p. 1739—1744.
261. Srour J. R., Chiu K. Y. MOS Hardening Approaches for
Low-Temperature Applications.—IETEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6,
p. 2140—2146.
262. Derbenwick G. F., Gregory B. L. Process Optimization of Radiation-
Hardened CMOS Integrated Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975,
vol. NS-22, N 6, p. 21151—2156.
263. Viswanathan С R., Maserjian J. Model for Thickness Dependence of
Radiation Charging in MOS Structures.— IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1976, vol. NS-23, N 6, p. 1540—1545.
264. Aubuchon K. G. Radiation Hardening of p-MOS Devices by
Optimization of the Thermal Si02 Gate Insulator.— IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1971, vol. NS-18, N 6, p. 1117—125.
265. Hughes G. W., Brucker G. J. Radiation-Hardened MOS Technology.—
Sol.-State Technol., 1979, vol. 22, N 7, p. 70—76, 84.
266. Myers D. K. Ionizing Radiation Effects on Various Commersial NMOS
Microprocessors.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6,
p. 2169—2171.
267. Pikor A., Reiss E. M. Radiation-Hardened CMOS Integrated Circuits.^
Microelectronics J., 1980, vol. 11, N 4, p. 27—30.
268. London A.t Matteucci D. A., Wang R. C. A Radiation-Hardened CMOS
Circuit.—Electronic Engineering, 1977, N 10, p. 75—77.
269. Schroeder J. E., Lichtel R. L., Gingerich B. L. An Advanced Radiation*
Hardened Bulk CMOS/LSI Technology.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1981,
vol. NS-28, N 6, p. 4033—4037.
270. Sanders T. J. Silicon Gate CMOS on Bulk Silicon for Ionizing
Radiation Environments.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 4979, vol. NS-26, N 6,
p. 5056—5059.
271. Lindmayer J. Radiation and Oxide-Metal Interactions in MOS.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1971, vol. NS-18, N 6, p. 91—98.
272. Peel J. L., Eden R. S. Study of Ionizing Radiation Damage in MOS
Structure Using Internal Photoemission.— IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1971, vol. NS-U8, N 6, p. 84—90.
245

273. Сыноров В.Ф., Ревелева М. А., Алейников Н. М. и др. МДП-структу-
ры.— Воронеж: Изд-во Воронеж, ун-та, 1975.—228 с.
274. King Е. Е. Radiation-Hardening Static NMOS RAMs.— IEEE Trans.
Nucl. Sci., 1979, vol. NS-26, N 6, p. 5060—5064.
-275. Hughes H. L. Radiation Hardness of LSI/VLSI Fabrication Process.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1979, vol. NS-26, N 6, p. 5053—5055.
276. Aubuchon K. G., Harari E., Leong D. H., Chang С P. Effects of HC1
Gettering, Cr Doping and A1+ Implantation on Hardened Si02.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21, N 6, p. 167—171.
277. Emms C. G., Holmes-Siedle A. G., Groombridge I., Bosnell J. R.
Gamma and Vacuum Ultraviolet Irradiations of Ion Implanted Si02 for
MOS Dielectrics —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21, N 6,
p. 159—166.
278. Wang S. Т., Royce B. S. H., Russel T. J. The Effect of Ion
Implantation on Oxide Charge Storage in MOS Devices.— IEEE Trans. Nucl.
Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2163—2173.
279. Dawes W. R., Derbenwick G. F. Prevention of CMOS Latch-up by
Gold Doping.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1976, vol. NS-23, N 6, p. 2027—
2030.
280. Adams L. R., Sokel R. J. Neutron Irradiation for Prevention of Latch-
up in MOS Integrated Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1979, vol.
NS-26, N 6, p. 5069—5073.
281. London A., Wang R. C. Dose Rate and Extended Total Dose
Characterization of Radiation-Hardened Metal. Gate CMOS Integrated
Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1978, vol. NS-25, N 6, p. 1172—1175.
282. Пат. 3570112 (США). Повышение радиационной стойкости полевых
транзисторов с изолированным затвором / А. Л. Бэрри, Д. Ф. Пэйдж.—
Опубл. 16.03.71.
283. Measel P. R., Greegor R. В., Wahlin К. L. Radiation Response of
Several Memory Device Types.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1980, vol. NS-27,
N 6, p. 1416—il419.
284. Napoli L. S., Smeltzer R. K-, Yeh J. L., Heagerly W. F. CMOS/SOS
4K RAMs Hardened to 100 Krads (Si).—IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1982, vol. NS-29, N 6, p. 1707—17Ш.
285. Neamen D. A., Buchanan B. L. Silicon-Sapphire Interface Charge
Trapping-Effects of Sapphire Type and EPI Growth Conditions.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1976, vol. NS-23, N 6, p. 1590—1593.
286. Peel J. L., Pancholy R. K., Kuhlmann G. J. et al. Investigation of
Radiation Effects and Hardening Procedures for CMOS/SOS —IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2185—2189.
287. Aubuchon K. G., Harari E. Radiation-Hardened CMOS/SOS.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2181—2184.
288. Lee S. N., Kjar R. A., Peel J. L., Kinoshita G. Radiation-Hardened
Silicon-Gate CMOS/SOS.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24,
p. 2205—2208.
289. Yuan J. H., Harari E. High Performance Radiation Hard CMOS/SOS
Technology.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6, p. 2199—
2204.
290. Berger R., Shevchenko A., Brucker G. J. et al. Transient and Total
Dose Radiation Properties of the CMOS/SOS EPIC Chip Set.—IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1983, vol. NS-30, N 6, p. 4256—4263.
291. Schmidt P. R, Rand M. J., Mitchell J. P., Ashner J. D. Radiation-
Insensitive Silicon Oxinitride Films for Use in Silicon Devices.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1969, vol. NS-16, N 6, p. 211—219.
292. Богатырев Ю. В., Кольцова H. Г., Коршунов Ф. П. и др.
Исследование влияния электронов высокой энергии на свойства МДП-структур
на основе окисла, нитрида и оксинитрида кремния.— Изв. АН БССР.
Сер. физ.-мат. наук, 1980, № 3, с. 80—83.
246

293. Коршунов Ф. П., Богатырев Ю. В., Плиненко В. И. Накопление заряда
в МДП-структурах с диэлектрическими пленками оксинитрида
кремния различного фазового состава при электронном облучении.— Изв.
АН БССР. Сер. физ.-мат. наук, 1984, № 5, с. 73—76.
294. Бибилашвили А. П., Герасимов А. Б. Плазменное анодирование
алюминия в технологии радиационно стойких МДП ИМС—Зарубежная
электрон, техн., 1978, № 21, с. 22—42.
295. Boesch Н. Е. Low Temperature Radiation Response of A1203 Gate
Insulators.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6, p. 2135—
2139
296. Perkins С W., Aubuchon K. G., Dill H. G. Radiation Effects in
Modified Oxide Insulators in MOS Structures.—IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1968, vol. NS-15, N 6, p. 176—181.'
297. Cricchi J. R., Barth D. A., Oehler H. G. et al. Radiation-Hardened
CMNOS/SOS Mask Programmable ROM- and General Processor Unit.—
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977, vol. NS-24, N 6, p. 2236—2243.
298. Knoll M. G., Dellin T. A., Jones R. V. Radiation-Hardened 16-Bit
MNOS EAROM.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1983, vol. NS-30, N 6,
p. 4224 4228.
299. Golovanova G. F., Kiselev V. F., Kozlov S. N. et al. On the Effect of
Halogens on Proton Process in the Si—Si02 Structures.—Phys. Stat.
Sol. (a), 1981, vol. 64, N 1, p. 177—186.
300. Freeman R. F. A. Improving Radiation Tolerance in Space-Borne
Electronics.— IEEE Trans. Nucl. Sci., (1977, vol. NS-24, N 6, p. 2259—2265.
301. Ведерников В. В., Галеев А. П., Горюнов Н. Н. и др. Использование
ионизирующих излучений для испытаний полупроводниковых
приборов.— Электрон, техн. Сер. Полупроводниковые приборы, 1980, вып. 7
(142), с. 124—127.
302. Holmes-Siedle A. G., Zafninger К. Н. The Physics of Failure of MIS
Devices under Radiation.—IEEE Trans. Reliability, 1968, vol. R-17,
N 1, p. 34—44.
303. Cricchi J. R., Barbe D. F. Compensation of Radiation Effects by
Charge Transport in Metal-Nitride-Oxide-Semiconductor Structures.— Appl.
Phys. Lett., 1971, vol. 19, N 3, p. 49—51.
304. Sanders T. J. CMOS Hardeness Assurance through Process Controls
and Optimized Design Procedures.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1977,
vol. NS-24, N 6, p. 2051—2055.
305. Phillips D. H. CMOS/SOS NAND Gate Sapphire Photocurrent
Compensation.—IEEE Trans. Nucl. Sci., 1975, vol. NS-22, N 6, p. 2617—
2620.
306. Hatano H., Shibuya M. CMOS Logic Circuit Optimum Design for
Radiation Tolerance —Electron. Lett, 1983, vol. 19, N 23, p. 977—979.
307. Kim W. S., Mnich T. M.t Corbett W. T. et al. Radiation-Hard Design
Principles Utilized in CMOS 8085 Microprocessor Family.— IEEE Trans.
Nucl. Sci., 1983, vol. NS-30, N 6, p. 4229—4234.
308. Palkuti L. J., Kaiser H. W., Pridgen J. L, Wilson B. J. Ultra-High
Upset, Megarad-Hard Si-Gate CMOS/SOS Code Generator.—IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1978, vol. NS-25, N 6, p. 1181—1186.
309. Stewart R. G., Hampel D. EMP Hardened CMOS Circuits.—IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1974, vol. NS-21, N 6, p. 332—339.
310. Habing D. H., Shafer B. D. Room Temperature Annealing of Ioniza-
tion-Induced Damage in CMOS Circuits.—IEEE Trans. Nucl. Sci.,
1972, vol. NSJ19, N 6, p. 307—314.
311. Brucker G. J. Application of Simple Hardening Techniques in System
Design and Verification of Survival by EMP and Tests.— IEEE Trans.
4 Nucl. Sci., 1979, vol. NS-26, N 6, p. 4949—4952.
312 Haraszti T. P. Radiation Hardened CMOS/SOS Memory Circuits —
IEEE Trans. Nucl. Sci., 1978, vol. NS-25, N 6, p. Ill87—1195.
313. Andrews J. L., Schroeder J. E., Gingcrich B. L. et al. Single Event
247

Error Immune CMOS RAM —IEEE Trans. Nucl. Sci., 1982, vol. NS-29,
N 6, p. 2040—2043.
314. Ochoa A., Dawes W., Estreich D. Latch-up Control in CMOS Integrated
Circuits.— IEEE Trans. Nucl. Sci., 1979, vol. NS-26, N 6, p. 5065—5068.
315. Abare W. E., Huffman D. D., Moffett G. E. Radiation Response of Two
Harris Semiconductor Radiation Hardened 1 К CMOS RAMs.— IEEE
Trans. Nucl. Sci., 1982, vol NS-29, N 6, p. 1712-1715.
316. Легирование полупроводников методом ядерных реакций /Под ред.
Л. С. Смирнова.— Новосибирск: Наука, 1981.— 184 с.
317. Меднис И. В. Справочные таблицы для нейтронно-активационного
анализа.— Рига: Зинатне, 1974.— 412 с.
318. Дине Дж., Дамаск А. Точечные дефекты в твердых телах.— М.: Мир,
1972 — 291 с.
319. Nelson D. G., Gibbons Y. Е., Johnson W. S. Radiation-Enhanced
Diffusion of Вогоц in Silicon.— Appl. Phys. Lett., 1969, vol. il5, N 8,
p. 246—248.
320. Койфман А. И., Ниязова О. P. К методике определения диффузионных
профилей.—ФТП, 1969, т. 3, вып. 9, с. 1405—1406.
321. Koifman A. I., Narkulov N. A., Yunusov М. S. Influence of Structure
Defects on the Radiation Enhanced Gold Diffusion in Silicon.— Phys
Stat. Sol. (b), 1975, vol. 31, p. K169—K173.
322. Коршунов Ф. П., Марченко И. Г. Исследование температурной
зависимости напряжения лавинного пробоя кремниевых р—/г-переходов,
содержащих радиационные дефекты.— Докл. АН БССР, 1981, т. 25,
№ 5, с. 416—419.
323. Можейко Л. П., Дутов А. Г., Канищев А. Ф., Румак Н. В. Влияние
режимов окисления кремния на распределение примесей в пленках
двуокиси кремния.—Докл. АН БССР, 1980, т. 24, № 6, с. 506—509.
324. Южный О. В., Митин В. И., Добровинский Ю. М., Байрамсагатов
Т. С. Использование радиационного способа измерения времени
восстановления в технологическом процессе изготовления высоковольтных
столбов типа КЦ 106.— Электрон, техн. Сер. Полупроводниковые
приборы, 1980, вып. 7 (142), с. 52—56.
325. Deckert С. A., Ross D. L. Micrography—Key to Solid-State Device
Fabrication —J. Electrochem. Soc, 1980, vol. 127, N 3, p. 45—46.

ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Акцептор 31, 124, 180
Л-центр 30, 33, 49, 224
Л'-центр 100
Большие интегральные схемы
(БИС) 4, 18, 76, 182—184
В-центр 100
Быстродействие 64, 76, 80, 82, 90,
124, 139, 143, 222, 225
Вакансия 17, 30, 31, 35, 218
ВАХ диода Щотки 67, 68
— МДП-транзистора 120, 121
Время включения
МОП-транзистора 124
— выборки 147
— выключения МОП-транзистора
124
— жизни неосновных НЗ 32, 33—
35, 42, 47, 58, 60, 62, 83, 85, 159
— задержки 145, 148, 151
включения 142
выключения 142
распространения сигнала 82
— переноса НЗ 26
Генерация поверхностных
состояний 101, 113
Гистерезис ВФХ 103
Глубина обедненного слоя 171
Дефект радиационный вторичный
30, 32, 100
первичный 29, 98, 100
«— ростовый 47
— технологический 47
— точечный 18, 33
Дивакансия 17, 30, 33, 224
Диод Ганна 42
— лавинно-пролетный 225
— лазерный 42, 9'2
— светоизлучающий 225
— Шотки 62, 64, 67
Диффузия 48, 113, 184, 185, 220
— радиационно-стимулированная
50, 218, 221
Диффузионная длина 27, 36, 57,
63, 70, 84, 157, 159
DI-центр 100, 103
Доза облучения 45, 47, 49, 53, 60,
62, 68, 109, 118, 120, 134, 145
Донор 31, 100, 181
Е -центр 30, 33, 223
£'-центр 100, 103, 104
Заряд объемный 108, ПО, 111,
113, 121, 131
— поверхностный 121
— пространственный 111
— фиксированный 122, 137
Излучение импульсное 90, 95, 156,
211
-—тормозное 133, 134
Имплантация ионная 137, 183,
196, 201
Инверсия проводимости 122
Инжекция НЗ 119
Интегральная микросхема (ИМС)
3, 4, 32, 51, 68, 69
аналоговая 76, 88, 95, 151
динамическая 158
—• — интегрально-инжекционной
логики (И2Л) 76, 81, 88, 95,
184, 185
МДП 139, 145
транзисторно-транзисторная
логическая (ТТЛ) 75, 77, 95,
178
■ с барьером Шотки
(ТТЛШ) 76, 79, 95
цифровая 76
эмиттерно-связанная
логическая (ЭСЛ) 76, 80
249

Ионизация 8, 10, 16, 19, 25, 27,
102, 104, 133
Каскад смещений 8
Ключ аналоговый 153
— интегральный 61
— транзисторный 62
Комплементарная интегральная
микросхема на
МОП-транзисторах (КМОП ИМС) 139, 142, 144,
156, 160, 194, 202
— ЗУПВ 164
— инвертор 143, 203
— ОЗУ 163
— счетчик 145
КМОП/КНС АЛУ 151
— схемы 152
Контакт
диэлектрик—полупроводник 83, 122, 125, 136
— металл—диэлектрик 115
— металл—полупроводник 64, 66
Коэффициент передачи тока
транзистора 49, 54, 81, 83, 86, 90,
162, 188
— радиационного повреждения 37,
55,75
— усиления биполярного
транзистора 53, 60, 61, 78, 82, 83
ОУ 89
— шума МДП-транзистора 125,
205
Кремний на сапфире (КНС) 200,
202
Крутизна В АХ 120, 121, 123, 125,
142
Легирование ионное 82, 87, 92,
184, 185
— ядерное 215
Легирующая примесь 32, 35, 36
Ловушка дырочная 108, 111, 112,
118, 129, 149
— электронная 120, 149, 197
Логическая «1» 76, 82, 88, 141,
211
Логический «0» 76, 82, 88, 140,
146, 211
МДП-матрица памяти 148
— транзистор 97, 148
Микропроцессор 139, 148, 198
Модель Варли 16
— Гвина 98
— Кинчина—Пиза 10, И
— Линвилла 175
— Митчела 109
-—Робинзона—Оэна 11
250
— Эберса—Молла 175
Модуляция проводимости канала
125, 156
МОП ИМС 156, 158
— конденсатор 149
— структура 98, 108, 126, 192
— транзистор 126, 145, 151, 156
Мощность поглощенной дозы 21,
25, 28, 72, 88, 95, ПО, 130, 150,
151, 157, 160
Мультиплексер аналоговый 153,
194
«Мягкие» ошибки 165
Надежность ИМС 11, 18
Напряжение плоских зон 108, ПО,
117, 118, 129, 137, 167
— пороговое 109, 113, 115, 121—
123, 130, 139, 143, 148, 149, 167,
169, 189
— пробоя 63, 64, 149
— смещения 117, 118, 120
Носители заряда (НЗ)
неосновные 6, 34, 42, 54
основные 37, 43, 46, 52
Область объемного заряда 26,
ПО, 111, 131, 149
— пространственного заряда 17,
64, 66, 117
— разупорядочения 13, 17, 32,
40, 46, 48, 65, 223
Одиночный сбой 164
Отжиг 48, 192, 216
—'«быстрый» 136, 149
— высокочастотный 137
— изотермический 135
— лазерный 94, 193
— радиационный 50
Пара Френкеля 15, 29, 51, 98
Плазмон 20, 101
Планарно-эпитаксиальная
технология 54
Поверхностные состояния 66, 101,
138
быстрые (БПС) 97, 98, 105,
107, 109, 113, 121—123, 125, 129,
137, 149, 167
Подвижность носителей заряда
38, 45, 65, 121, 129, 149
поверхностная 124
Помехоустойчивость 142, 144
Потенциал ионизации 21
Предельная доза 74
Преобразователь
аналого-цифровой на КМОП-транзисторах
(КМОП АЦП) 155

Приборы с зарядовой связью
(ПЗС) 166
Работа выхода 116
Радиационная стойкость 3, 35, 41,
54, 63, 76, 89, 94, 119, 129, 144,
150, 151, 176, 192
Радиационный захват И
Радиационный эффект 11, 13, 98,
112, 118
Режим ключа 60
— лавинного пробоя 163
— насыщения транзистора 61, 73,
80
— отсечки 60, 162
Рекомбинация НЗ 32, 33, 55, 57,
58, 84, 108, 120, 130
Сверхбольшая интегральная схема
(СБИС) 4, 182, 184
Сечение захвата НЗ 33, 181
— рекомбинации поперечное 32
Скорость генерации пар 71, ПО,
131, 171
— образования БПС 105
— поверхностной рекомбинации
67, 83, 84, 87, 106
— удаления НЗ 38
Сопротивление входное 123
— выходное 124
Температура облучения 34, 38, 49,
75, 149
Термоэмиссия 114
«Тиристорное окно» 163, 164
Ток базы 55, 61, 77, 85
— ионизационный 26, 27, 71, 72,
96, 177
— коллектора 56, 77, 84
— обратный 47, 64, 69
— рекомбинации 56, 58, 84, 86, 87
— утечки 124, 144, 149, 158
— шумовой 125
Транзистор биполярный 54
— вертикальный 81, 82, 91, 186
— горизонтальный 81, 89, 91, 186
— составной 188
Туннелирование НЗ 66, 119
Удельное сопротивление 40, 46
Уровень акцепторный 99
— донорный 99, 116
— инжекции 36, 57, 58, 63, 66, 174
— «прилипания» 112
■—рекомбинации 34, 64, 114
— Ферми 33, 34, 64, 68, 117, 122,
149
Усилитель дифференциальный
(ДУ) 152, 160
— операционный (ОУ) 76, 89, 90,
92, 155
Устройство
арифметико-логическое (АЛУ) 151
— запоминающее с произвольной
выборкой (ЗУПВ) 145, 146, 149,
150, 164, 200, 213
Флюенс гамма-квантов 16
— нейтронов 8, 36, 56, 71, 104,
126, 188, 199
— электронов 14, 49, 125, 130, 134
Фототок 91, 130, 157, 159, 160
— вторичный 163, 179
— первичный 163, 179
Фотоэффект 15, 23
Характеристика передаточная 143
Холловская подвижность 46, 47
Центр захвата 32, 97, 119, 137
— рассеяния 32, 45, 48, 149
— рекомбинации 32, 42, 49, 58, 65,
177, 180, 181
Частота переключения 142
— тактовая 167, 169
Эмиссия термополевая 130
— электронов 130
Энергия электронного излучения
132
— ионизации 9, 10, 20, 104
— образования пары 135
— смещения атома 5, 8, 15
Эффект «защелкивания» 95, 156,
163, 164, 195, 199, 200, 213
—каналирования 229
— Комптона 15, 16, 23
— образования пар 15, 24
— Оже 23
— туннельный 115
— Шотки 115
Ядро отдачи 216

СОДЕРЖАНИЕ
Введение 3
Глава 1
Образование радиационных нарушений в твердых
телах при их облучении 5
§1.1. Пороговая энергия образования радиационных дефектов . . 5
§ 1.2. Смещения атомов под действием нейтронов и протонов . . 7
§ 1.3. Образование дефектов смещения под действием быстрых
электронов и гамма-квантов 13
§ 1.4. Области разупорядочения 17
§ 1.5. Возбуждение неравновесных электронов и дырок .... 18
§ 1.6. Ток ионизации в р—п-переходе 26
Глава 2
Изменение свойств кремния и арсенида галлия под
действием облучения 29
§ 2.1. Радиационные дефекты в кремнии и арсениде галлия ... 29
§ 2.2. Влияние радиации на свойства кремния 32
§ 2.3. Изменение свойств арсенида галлия 42
§ 2.4. Радиационные эффекты в полупроводниках под действием
малых доз облучения 47
Глава 3
Влияние облучения на элементы биполярных
интегральных микросхем 52
§ 3.1. Воздействие облучения на биполярные транзисторы ... 54
§ 3.2. Транзистор, работающий в режиме ключа в условиях облучения 60
§ 3.3. Радиационные характеристики р—/г-переходов и диодов Шотки 62
§ 3.4. Влияние радиации на резисторы 69
§ 3.5. Обратимые ионизационные эффекты в элементах
интегральных микросхем 71
Глава 4
Влияние облучения на биполярные интегральные
микросхемы 74
§ 4.1. Общие сведения о радиационной стойкости интегральных мик-
252

росхем 74
§ 4.2. Воздействие радиации на интегральные микросхемы ТТЛ- и
ТТЛШ-типа 76
§ 4.3. Радиационные нарушения в интегральных микросхемах ЭСЛ-
типа 80
§ 4.4. Характеристики интегральных микросхем И2Л-типа при их
облучении 81
§ 4.5. Изменение параметров аналоговых интегральных микросхем
под действием радиации 88
§ 4.6. Влияние ионизирующих излучений на микросхемы на основе
арсенида галлия 92
§ 4.7. Воздействие импульсного ионизирующего излучения на
микросхемы 94
Глава 5
Влияние облучения на МДП-транзисторы как
элементы интегральных микросхем 97
§ 5.1. Образование центров захвата в МДП-структурах при
воздействии на них радиации 97
§ 5.2. Накопление заряда в МДП-структурах и изменение их
характеристик 107
§ 5.3. Изменение параметров МДП-транзисторов при их облучении 120
§ 5.4. Влияние условий облучения на радиационную стойкость МДП-
транзисторов 126
§ 5.5. Восстановление характеристик МДП-приборов после облучения 135
Глава 6
Влияние ионизирующей радиации на МДП
интегральные микросхемы ........ 139
§ 6.1. Изменение параметров логических МДП интегральных
микросхем при воздействии на них радиации 139
§ 6.2. Воздействие облучения на аналоговые МДП интегральные
микросхемы v 151
§ 6.3. Влияние импульсной радиации на МДП интегральные
микросхемы 156
§ 6.4. Радиационные эффекты р приборах с зарядовой связью . . 166
Глава 7
Прогнозирование и повышение радиационной
стойкости интегральных микросхем 173
§ 7.1. Прогнозирование радиационной стойкости интегральных
микросхем 173
§ 7.2. Общие принципы повышения радиационной стойкости
микросхем на биполярных транзисторах 175
§ 7.3. Повышение радиационной стойкости биполярных интегральных
микросхем к обратимым ионизационным эффектам 177
§ 7.4. Повышение устойчивости биполярных интегральных микросхем
к необратимым радиационным нарушениям 179
§ 7.5. Конструктивно-технологические методы повышения
радиационной стойкости МДП интегральных микросхем 189
§ 7.6. Конструктивно-схемотехнические методы снижения
радиационной чувствительности МДП интегральных микросхем .... 205
253

Глава 8
Применение проникающих излучений в
технологии полупроводниковых приборов и интегральных
микросхем 214
§ 8.1. Ядерное легирование полупроводников 215
§ 8.2. Влияние облучения на диффузию в полупроводниках . . 217
§ 8.3. Увеличение быстродействия и корректирование параметров
полупроводниковых приборов и интегральных микросхем . . . 222
§ 8.4. Контроль качества технологических процессов, литография . 228
Заключение 231
Литература 233
Предметный указатель 249

Федор Павлович Коршунов
Юрий Владимирович Богатырев
Владимир Алексеевич Вавилов
ВОЗДЕЙСТВИЕ
РАДИАЦИИ
НА ИНТЕГРАЛЬНЫЕ
МИКРОСХЕМЫ
Заведующая редакцией Л. Ю. Бельзацкая
Редактор Е. Г. Волкинд
Художник А. И. Шабанов
Художественный 'редактор Л. И. Усачев
Технический редактор Т. В. Летьен
Корректор И. А. Алябьева
ИБ № 2591
Печатается по постановлению РИСО АН БССР. Сдано
в набор 02.09.85. Подписано в печать 21.01.86. AT 15568.
Формат 60X907i6. Бум. тип. № 1. Гарнитура
литературная. Высокая печать. Усл. печ. л. 16,0. Усл. кр.-отт. 16,0.
Уч.-изд. л. 15,4. Тираж 1880 экз. Зак. № 1756. Цена
2 р. 80 к.
Издательство «Наука и техника» Академии наук БССР
и Государственного комитета БССР по делам
издательств, полиграфии и книжной» торговли. 220600. Минск,
Ленинский проспект, 68.
Типография им. Франциска (Георгия) Скорины
издательства «Наука и техника». 220600. Минск, Ленинский
проспект, 68.