趙雯 陳偉 羅尹虹 賀朝會 沈忱

1) (西安交通大學(xué)核科學(xué)與技術(shù)學(xué)院, 西安 710049)

2) (西北核技術(shù)研究所, 強(qiáng)脈沖輻射環(huán)境模擬與效應(yīng)國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室, 西安 710024)

3) (蘇州珂晶達(dá)電子有限公司, 蘇州 215000)

1 引 言

重離子單粒子效應(yīng)(single event effects, SEE)實(shí)驗(yàn)通常采用線性能量傳輸值(linear energy transfer, LET)來量化沉積在器件敏感區(qū)的能量,這也是重離子SEE截面曲線以LET作為自變量的原因.然而, 不同能量和種類的離子可具有相同的LET值, 大多數(shù)重離子SEE地面模擬實(shí)驗(yàn)裝置提供的離子能量在1—10 MeV·n—1, 少數(shù)重離子SEE地面模擬實(shí)驗(yàn)裝置提供的離子能量在10—100 MeV·n—1, 但宇宙空間中重離子能量最高可至幾百GeV·n—1, 峰值通量處的重離子能量也在幾百M(fèi)eV·n—1[1], 這意味著高能離子在宇宙空間中廣泛存在, 地面重離子加速器可以提供與其LET值相當(dāng)?shù)碾x子, 但是能量偏低.已有研究表明[2-5], 相同LET值、不同能量和種類的重離子會導(dǎo)致器件的SEE響應(yīng)存在差異, 這種差異與粒子徑跡特征的差別有關(guān)聯(lián).Stapor等[2]用相同LET值、不同能量的離子輻照互補(bǔ)金屬氧化物半導(dǎo)體(complementary metal oxide semiconductor, CMOS)工藝的晶體管, 發(fā)現(xiàn)高能離子導(dǎo)致的SEE電荷收集量更多, 與低能離子導(dǎo)致的電荷收集量差異最大可達(dá)60%左右.他們認(rèn)為是高能離子徑跡半徑更大、徑跡中心的載流子復(fù)合更少造成的.Dodd等[3]針對Sandia的一款絕緣體上硅工藝靜態(tài)隨機(jī)存取存儲器(static random-access memory, SRAM)開展重離子實(shí)驗(yàn), 發(fā)現(xiàn)在單粒子翻轉(zhuǎn)(single event upset, SEU)截面曲線的高LET值區(qū), 低能離子的截面比高能離子更大.他們認(rèn)為是低能離子徑跡的徑向分布更緊湊、電荷收集效率(器件收集到的電荷量與離子在器件中沉積的電荷量的比值)更高所致.高麗娟等[4]對0.15 μm工藝的SRAM進(jìn)行了重離子SEE測試, 發(fā)現(xiàn)在截面曲線接近飽和區(qū)的位置, 低能離子翻轉(zhuǎn)截面比高能離子翻轉(zhuǎn)截面大;而且通過Geant4模擬發(fā)現(xiàn), 相同LET值條件下高能離子可在較遠(yuǎn)處沉積能量, 更易使同一存儲單元內(nèi)的相鄰節(jié)點(diǎn)共享電荷, 引發(fā)單粒子翻轉(zhuǎn)再恢復(fù), 從而減小SRAM的SEU截面.Raine等[5]比較了相同LET值、不同能量和種類的重離子入射下, 70 nm部分耗盡絕緣體上硅工藝分立晶體管的SEE收集電荷差異, 發(fā)現(xiàn)低能離子導(dǎo)致更多的SEE收集電荷.他們認(rèn)為高能離子徑跡的徑向?qū)挾却笥诰w管的敏感體積, 導(dǎo)致部分沉積電荷無法被有效收集, 而低能離子徑跡的徑向?qū)挾刃∮诰w管的敏感體積, 沉積的電荷幾乎全部對晶體管的單粒子響應(yīng)產(chǎn)生貢獻(xiàn), 因此, 低能離子的電荷收集效率更高; 此外, 與高能離子相比, 低能離子入射導(dǎo)致的晶體管寄生雙極放大增益更高, 這與低能離子徑跡徑向電荷分布更加緊湊有關(guān).當(dāng)器件特征尺寸減小到納米尺度, 工作電壓的降低和節(jié)點(diǎn)電容的減小使得SEE臨界電荷變小, 相同LET值、不同能量和種類的離子入射納米器件后, 在粒子徑跡特征方面的較小差異可能會導(dǎo)致器件單粒子響應(yīng)的明顯不同.

在離子徑跡特征與器件SEE的關(guān)聯(lián)性研究中,晶體管SEE收集電荷和存儲器SEU的相關(guān)研究占絕大多數(shù)[2-15], 組合邏輯電路單粒子瞬態(tài)(single event transients, SET)的相關(guān)研究未見報(bào)道.隨著器件特征尺寸的減小和時鐘頻率的增加, 組合邏輯電路SET造成的軟錯誤急劇增加并逐漸成為SEE軟錯誤的主體[16-21], 開展離子徑跡特征與納米組合邏輯電路SET的關(guān)聯(lián)性研究對準(zhǔn)確預(yù)估納米微電子器件在軌SEE軟錯誤率具有重要意義.

本文以納米CMOS工藝的體硅反相器鏈為研究載體, 結(jié)合TCAD (technology computer aided design)和Geant4耦合仿真, 研究了相同LET值的高低能離子的每核子能量比率、離子LET值、離子入射角度和反相器鏈偏置電壓等參數(shù)對相同LET值的高低能離子所導(dǎo)致的納米反相器鏈SET脈寬差異的影響, 從離子徑跡特征與SET的內(nèi)在關(guān)聯(lián)角度對影響機(jī)制進(jìn)行了分析.

2 TCAD模型的建立和離子徑跡計(jì)算程序的開發(fā)

通過TCAD和Geant4耦合仿真開展研究, 其中TCAD軟件Genius[22-24]用于納米反相器鏈三維TCAD模型的構(gòu)建及SET響應(yīng)的計(jì)算, Geant4負(fù)責(zé)入射離子的輸運(yùn)模擬和離子徑跡特征的提取.耦合仿真的基本思路是: 1)基于開源解析器minixml[25]建立Geant4和TCAD的接口程序, Geant4通過接口程序從TCAD模型中獲取器件的幾何結(jié)構(gòu)及材料定義等參數(shù), 并在Geant4環(huán)境中重構(gòu)與TCAD仿真完全一致的幾何模型[26]; 2)由于TCAD模擬采用四面體單元構(gòu)建器件網(wǎng)格模型, 獲取器件SET響應(yīng)需要得到每個四面體元中的能量沉積, 這里利用Geant4開發(fā)相關(guān)程序, 對入射離子的隨機(jī)輸運(yùn)過程進(jìn)行跟蹤模擬[27], 得到離子在各體元的能量沉積分布; 3)將各體元的能量沉積轉(zhuǎn)換為SEE電荷產(chǎn)生率(見(1)式[28]), 把該產(chǎn)生率作為源項(xiàng)引入半導(dǎo)體方程組(包含泊松方程、漂移擴(kuò)散方程以及載流子連續(xù)性方程), 通過有限元法求解方程組的數(shù)值解即可得到器件的SET響應(yīng)[28].

其中,Edep為入射離子在四面體中沉積的能量,VTet為四面體體積,η= 3.6 eV (代表硅中產(chǎn)生一個電子-空穴對所需的能量),T(t) 為載流子時間分布的解析表達(dá)式.

2.1 TCAD模型的建立和校準(zhǔn)

針對65 nm體硅CMOS反相器鏈建立TCAD模型, 考慮到電荷共享的存在, 反相器鏈選取為四級, 相應(yīng)的電路原理圖和TCAD模型如圖1(a)和圖1(b)所示.p型金屬氧化物半導(dǎo)體(PMOS)晶體管和n型金屬氧化物半導(dǎo)體(NMOS)晶體管的柵寬分別為0.32和0.24 μm, 柵長均為60 nm.晶體管的TCAD模型均通過電學(xué)特性校準(zhǔn), 即晶體管TCAD模型的I-V特性曲線與該晶體管HSPICE宏模型的I-V特性曲線一致, 如圖2和圖3所示.當(dāng)反相器鏈的輸入為邏輯低電平時, NMOS晶體管對SET敏感; 反相器鏈的輸入為邏輯高電平時,PMOS晶體管對SET敏感.效應(yīng)仿真中, 離子入射第一級反相器的敏感NMOS或者敏感PMOS,在第一級反相器的輸出端產(chǎn)生瞬態(tài)脈沖, 該瞬態(tài)脈沖沿反相器鏈傳播至輸出端.仿真考慮的物理模型主要包括: 費(fèi)米-狄拉克統(tǒng)計(jì)模型, 禁帶變窄模型,Shockley-Read-Hall (SRH)復(fù)合和俄歇復(fù)合模型,考慮摻雜、電場和載流子濃度對遷移率影響的模型, 漂移擴(kuò)散模型等.

圖1 四級反相器鏈的(a)電路原理圖和(b)三維TCAD模型Fig.1.(a) Schematic and (b) three-dimensional TCAD model of the 4-stage inverter chain.

圖2 NMOS晶體管的I-V特性校準(zhǔn) (a) Ids-Vds曲線; (b) Ids-Vgs曲線Fig.2.Calibration of I-V characteristics of the NMOS transistor: (a) Ids-Vds curves; (b) Ids-Vgs curves.

圖3 PMOS晶體管的I-V特性校準(zhǔn) (a) Ids-Vds曲線; (b) Ids-Vgs曲線Fig.3.Calibration of I-V characteristics of the PMOS transistor: (a) Ids-Vds curves; (b) Ids-Vgs curves.

2.2 離子徑跡計(jì)算程序的開發(fā)和結(jié)果驗(yàn)證

基于Geant4開發(fā)了離子徑跡計(jì)算程序.Geant4的G4hIonisation類可以用來計(jì)算由于帶電粒子本身電離損失的能量和次級粒子電離產(chǎn)生的離散式能量損失, 在僅考慮直接電離的情況下, 次級粒子主要是電子, 對于電子與材料相互作用過程的描述選用G4EmLivermorePhysics模型, 在該模型中包括光子、電子和正電子的一系列物理過程, 如康普頓散射、光電效應(yīng)、韌致輻射和正電子湮滅等.離子徑跡計(jì)算程序旨在獲取離子徑跡的徑向能量沉積分布.考慮到能量沉積圍繞徑跡中軸線(中軸線由離子入射位置和入射方向共同決定)呈徑向?qū)ΨQ, 在計(jì)算能量沉積分布時, 以徑跡中軸線為中心設(shè)置一系列同軸圓柱殼, 圓柱殼的半徑從內(nèi)向外依次增大[29], 相鄰圓柱殼圍成具有一定徑向厚度的圓筒狀敏感探測器, 敏感探測器相對于徑跡中軸線的徑向距離為內(nèi)圓柱殼和外圓柱殼半徑的平均值.為減小各敏感探測器內(nèi)能量沉積的統(tǒng)計(jì)誤差, 令1000個離子沿相同方向從同一位置入射硅材料,統(tǒng)計(jì)每一個敏感探測器內(nèi)的能量沉積, 然后除以相應(yīng)敏感探測器的體積得到能量沉積密度, 再除以1000歸一化到單個離子的能量沉積密度, 該能量沉積密度所對應(yīng)的沉積位置由敏感探測器相對于徑跡中軸線的徑向距離來表征, 如此就可以得到單個離子的能量沉積密度隨離子徑跡徑向尺度的變化.有時在離子徑跡計(jì)算時, 會將能量沉積密度轉(zhuǎn)化為電子-空穴對密度(離子在硅材料中每沉積3.6 eV的能量可產(chǎn)生一個電子-空穴對).

將本文中用Geant4計(jì)算的23 MeV·n—1Kr 離子的徑跡數(shù)據(jù)與文獻(xiàn)[30]用Geant4計(jì)算的離子徑跡數(shù)據(jù)進(jìn)行了比較, 這里的徑跡數(shù)據(jù)是指離子入射硅材料生成的電子-空穴對密度隨離子徑跡徑向尺度的變化.本文和文獻(xiàn)[30]均采用G4EmLivermorePhysics模型處理次級電子的輸運(yùn)過程, 對比結(jié)果如圖4所示.可以看出, 兩者計(jì)算的離子徑跡數(shù)據(jù)符合較好, 證明了離子徑跡計(jì)算程序的可靠性.值得一提的是, 文獻(xiàn)[30]未提供敏感探測器的設(shè)置、粒子射程截?cái)嘀档任锢砟Ｐ蛥?shù)的選取信息, 本文在進(jìn)行對比計(jì)算時無從參照, 這可能是造成兩徑跡數(shù)據(jù)略微存在差異的原因.

圖4 本文和文獻(xiàn)[30]通過Geant4計(jì)算得到的23 MeV·n—1 Kr離子入射硅材料生成的電子-空穴對密度隨離子徑跡徑向尺度的變化Fig.4.Density of electron-hole pairs generated by 23 MeV·n—1 Kr ion incidence into silicon vs.the radial scale of ion track, which are calculated by Geant4.The calculated data of our work and Ref.[30] are compared.

3 研究結(jié)果及分析

仿真用到的重離子的詳細(xì)信息如表1所列.離子分為三組, 三組的LET值依次增大.每一組中的離子在硅表面的LET值相同, 但離子能量和種類不同, 其中每核子能量小于10 MeV的離子為低能離子.第一組離子中, 低能離子為5.3 MeV·n—1的Si離子, 高能離子為83.3 MeV·n—1的Kr離子.第二組離子中, 低能離子為3.8 MeV·n—1的Ti離子, 而高能離子為66.7 MeV·n—1的Xe離子以及150.3 MeV·n—1的Ta離子.第三組中, 低能離子為3.4 MeV·n—1的Br離子, 高能離子為50.3 MeV·n—1的Ta離子.

表1 重離子的詳細(xì)信息Table 1.Detail information of the heavy ions.

圖5所示為Geant4計(jì)算得到的三組離子入射硅材料生成的電子-空穴對密度隨離子徑跡徑向尺度的變化.可以看出, 同一組離子中的高能離子的徑跡半徑為低能離子徑跡半徑的數(shù)倍; 在1—10 nm的徑向尺度內(nèi), 低能離子產(chǎn)生的電子-空穴對密度明顯大于高能離子, 最大差異超過1個數(shù)量級; 而在小于零點(diǎn)幾納米的徑向尺度內(nèi), 高能離子產(chǎn)生的電子-空穴對密度高于低能離子.上述規(guī)律與文獻(xiàn)[5]通過Geant4計(jì)算得到的高低能離子徑跡數(shù)據(jù)的對比結(jié)果在趨勢上是一致的.

圖5 Geant4計(jì)算得到的三組離子入射硅材料生成的電子-空穴對密度隨離子徑跡徑向尺度的變化 (a) 第一組高低能離子; (b)第二組高低能離子; (c)第三組高低能離子Fig.5.Density of electron-hole pairs generated by ion incidence into silicon vs.the radial scale of ion track: (a) The first group of ions; (b) the second group of ions; (c) the third group of ions.

仿真中, 離子入射位置分布在第一級反相器的有源區(qū)(圖6), 讓離子依次入射圖6所示的位置,記錄每一個入射位置所對應(yīng)的反相器鏈輸出端的SET脈寬(半高寬)Wout, 然后比較高低能離子在每一個入射位置上的Wout差異δ(δ等于低能離子的Wout減去高能離子的Wout), 最后將δ在不同入射位置上的數(shù)值通過統(tǒng)計(jì)圖顯示出來.

圖6 離子入射位置示意圖(*表示入射位置)Fig.6.Schematic diagram of ion strike locations, where *indicates the ion strike locations.

3.1 高低能離子每核子能量比率的影響

第二組的Ti離子為低能離子, Xe和Ta均為高能離子, Xe離子與Ti離子的每核子能量比率約為17.5, 而Ta離子與Ti離子的每核子能量比率更高, 約為39.5.圖7(a)為Ti離子與Xe離子的脈寬差異δ隨入射位置的分布, 圖7(b)為Ti離子與Ta離子的脈寬差異δ隨入射位置的分布.離子垂直入射, 反相器鏈偏置電壓為1.2 V.圖中X坐標(biāo)為離子入射位置在沿阱方向的坐標(biāo),Y坐標(biāo)為離子入射位置在垂直阱方向的坐標(biāo),Z軸物理量為脈寬差異δ, 圖中紅色柱代表δ等于0, 黑色柱代表δ小于0, 灰色柱代表δ大于0, 柱的高低代表δ的數(shù)值大小.通過對比發(fā)現(xiàn), 不同入射位置上Ti離子與Xe離子的脈寬差異絕對值均小于50 ps, 但Ti離子與Ta離子的脈寬差異的絕對值最大可達(dá)到157 ps.此外, 計(jì)算了各入射位置脈寬差異δ的平方和Σ, 發(fā)現(xiàn)圖7(a)脈寬差異δ和圖7(b)脈寬差異δ的平方和分別為14796和47079.綜上, 高低能離子的每核子能量比率越大, 脈寬差異越明顯.通過圖5(b)可以看出, 150.3 MeV·n—1的 Ta離子與3.8 MeV·n—1的Ti離子的電子-空穴對密度在徑跡中心軸附近區(qū)域的差異比66.7 MeV·n—1的Xe離子與3.8 MeV·n—1的Ti離子的電子-空穴對密度在徑跡中心軸附近區(qū)域的差異更加明顯.徑跡中心軸附近區(qū)域的電子-空穴對密度的差異越明顯,電子-空穴對的復(fù)合差異就越大, 從而使后續(xù)的電荷收集量存在較大差別, 這應(yīng)該是導(dǎo)致高低能離子的每核子能量比率越大脈寬差異越明顯的原因.

圖7 第二組高低能離子導(dǎo)致的瞬態(tài)脈寬差異在不同入射位置上的分布 (a)第二組離子Ti和Xe的比較; (b)第二組離子Ti和Ta的比較Fig.7.Distribution of the transient pulse width differences at various strike locations for the second group of ions:(a) Low- and high-energy ions are Ti and Xe respectively;(b) low- and high-energy ions are Ti and Ta respectively.

3.2 離子LET值的影響

接下來比較三組離子的脈寬差異分布, 結(jié)果如圖8所示.其中第二組離子選取Ti和Xe離子, 以保證高低能離子每核子能量比率盡量與其他兩組接近.對于第一組離子(LET = 8.8 MeV·cm2·mg—1),多數(shù)入射位置下的脈寬差異為0 ps; 對于第二組離子(LET = 21.3 MeV·cm2·mg—1), 多數(shù)入射位置下都存在脈寬差異, 但脈寬差異的絕對值均小于50 ps; 而對于第三組離子(LET = 41.4 MeV·cm2·mg—1), 基本所有入射位置下都存在脈寬差異,且脈寬差異的絕對值最大可達(dá)到262 ps.此外, 三組高低能離子的脈寬差異的平方和Σ分別為6832, 14796和153339.因此, 隨著LET值的增大,相同LET、不同能量和種類的離子所導(dǎo)致的脈寬差異逐漸明顯.將高低能離子每核子能量比率基本一致的三組離子入射硅材料生成的電子-空穴對密度隨離子徑跡徑向尺度的變化統(tǒng)一示于圖9, 可以看出, 在相同徑向尺度上, 隨著LET值的增大, 高低能離子所產(chǎn)生的電子-空穴對密度的差異逐漸增大(縱坐標(biāo)為對數(shù)坐標(biāo)), 這將導(dǎo)致高低能離子在電路敏感區(qū)及周圍的電荷沉積差異更大, 進(jìn)而使得脈寬差異更明顯.

圖8 三組高低能離子導(dǎo)致的瞬態(tài)脈寬差異在不同入射位置上的分布 (a)第一組離子Si和Kr的比較; (b)第二組離子Ti和Xe的比較; (c)第三組離子Br和Ta的比較Fig.8.Distribution of the transient pulse width differences at various strike locations: (a) Comparison of Si and Kr ions in the first group; (b) comparison of Ti and Xe ions in the second group; (c) comparison of Br and Ta ions in the third group.

圖9 每核子能量比率接近的三組高低能離子入射硅材料生成的電子-空穴對密度隨離子徑跡徑向尺度的變化Fig.9.Density of electron-hole pairs generated by ion incidence into silicon vs.the radial scale of ion track.The energy per nucleon ratios of high-energy ion to low-energy ion are similar for the three groups.

3.3 離子入射角度的影響

圖10 所示為第三組的Br和Ta離子在不同入射角度下(沿阱方向30°入射、沿阱方向60°入射、垂直阱方向30°入射、垂直阱方向60°入射)的脈寬差異分布, 表2統(tǒng)計(jì)了兩種離子在不同入射角度下的脈寬差異的平方和.通過對比發(fā)現(xiàn), 沿阱方向斜入射的脈寬差異比垂直阱方向斜入射的脈寬差異更加明顯.垂直阱斜入射時, 隨著入射角度從30°增加到60°,Σ值從13765變?yōu)?4131, 兩者差別不大.然而, 沿阱方向斜入射時, 隨著入射角度從30°增加到60°,Σ值從93602增加到161159,兩者差別明顯, 且沿阱方向60°斜入射與沿阱方向30°斜入射相比, 在更多的入射位置上出現(xiàn)了高能離子脈寬較大的現(xiàn)象(δ小于0).下面將通過TCAD仿真來研究沿阱方向30°和60°斜入射的差異.

表2 第三組的Br和Ta離子在不同入射角度下導(dǎo)致的瞬態(tài)脈寬差異平方和Table 2.Square sum of the transient pulse width differences at various strike locations for the Br and Ta ions in the third group at different ion incidence angles.

圖10 第三組的 Br和Ta離子在不同入射角度下導(dǎo)致的瞬態(tài)脈寬差異隨入射位置的變化 (a)沿阱方向30°入射; (b)沿阱方向60°入射; (c)垂直阱方向30°入射; (d)垂直阱方向60°入射Fig.10.Distribution of the transient pulse width differences at various strike locations for the Br and Ta ions in the third group at different ion incidence angles: (a) 30° along the well; (b) 60° along the well; (c) 30° across the well; (d) 60° across the well.

圖11 所示為Br和Ta離子沿阱方向30°入射第一級反相器NMOS漏極附近位置(0.51 μm,0.77 μm)時, 反相器鏈各級輸出端的SET波形;圖12所示為Br和Ta離子沿阱方向60°入射第一級反相器NMOS漏極附近位置(0.51 μm, 0.77 μm)時, 反相器鏈各級輸出端的SET波形.可以看出,離子沿阱方向30°入射時, 隨著入射深度的增加,徑跡開始遠(yuǎn)離反相器的有源區(qū), 后三級反相器收集電荷很少, SET波形受電學(xué)屏蔽的影響從第一級反相器輸出端開始逐級消減, 到第四級時SET幾乎消失.兩離子的效應(yīng)規(guī)律類似, 最終的SET脈寬基本沒有差異.離子沿阱方向60°入射時, 兩離子在第一級反相器輸出端的SET脈寬略有差異,Br離子導(dǎo)致的SET脈寬稍小, 這可能與Br離子徑跡中心軸附近區(qū)域的電子-空穴復(fù)合率較高有關(guān);第二級反相器由于脈沖淬熄效應(yīng)導(dǎo)致輸出端SET脈沖基本消失; 第三級反相器通過收集斜入射徑跡的擴(kuò)散電荷而產(chǎn)生SET脈沖, 兩離子誘發(fā)的SET脈寬相近; 在第四級反相器, Br離子斜入射產(chǎn)生的脈沖淬熄比Ta離子更嚴(yán)重, 最終導(dǎo)致Br離子的SET脈寬較小.之所以Br離子在第四級反相器的脈沖淬熄更嚴(yán)重, 是因?yàn)殡S著離子徑跡向遠(yuǎn)端反相器下方延伸, 徑向電荷分布緊湊的低能Br離子比徑向電荷分布較松散的高能Ta離子的電荷收集效率更高, 導(dǎo)致低能Br離子在第四級反相器處的電荷共享更明顯.通過沿阱方向30°和沿阱方向60°的仿真對比發(fā)現(xiàn), 離子入射角度的變化導(dǎo)致電荷收集過程存在差異.

圖11 第三組的Br和Ta離子沿阱方向30°入射(0.51 μm,0.77 μm)時, 反相器鏈各級輸出端的SET波形Fig.11.Transient waveforms for N+-drains of the inverter chain, which are induced by Br and Ta ions in the third group.The ion incidence angle is 30° along the well.The strike location is with the coordinate of (0.51 μm, 0.77 μm).

圖12 第三組的Br和Ta離子沿阱方向60°入射(0.51 μm,0.77 μm)時, 反相器鏈各級輸出端的SET波形Fig.12.Transient waveforms for N+-drains of the inverter chain, which are induced by Br and Ta ions in the third group.The ion incidence angle is 60° along the well.The strike location is with the coordinate of (0.51 μm, 0.77 μm).

相同LET值的高低能離子入射納米反相器鏈后在電荷產(chǎn)生方面存在差異, 離子入射角度的變化導(dǎo)致電荷收集過程存在差異, 兩種差異的相互耦合決定了相同LET值的高低能離子的脈寬差異存在一定的離子入射角度依賴性.

3.4 反相器鏈偏置電壓的影響

選取第二組的Ti和Xe離子, 為反相器鏈設(shè)置1.0, 1.2和1.4 V的偏置電壓, 比較不同偏置電壓下高低能離子的脈寬差異, 結(jié)果如圖13所示.可以看出, 相同LET值的高低能離子導(dǎo)致的脈寬差異沒有表現(xiàn)出明顯的偏置電壓依賴性, 且通過計(jì)算發(fā)現(xiàn), 1.0, 1.2和1.4 V偏置電壓下, 高低能離子的脈寬差異的平方和分別為17322, 14796和15583,也未呈現(xiàn)出明顯的偏置電壓相關(guān)性.

從宏觀角度來看, 偏置電壓的改變會影響被入射反相器的開態(tài)晶體管的驅(qū)動電流, 隨著偏置電壓的升高, 開態(tài)晶體管的驅(qū)動電流增大, SET脈寬減小, 但這一影響機(jī)制與離子徑跡無直接關(guān)聯(lián).從微觀角度來看, 偏置電壓會影響反相器有源區(qū)的電場分布, 由于高低能離子入射反相器所產(chǎn)生的電子-空穴對分布存在差異, 該差異導(dǎo)致電子、空穴后續(xù)的輸運(yùn)和收集過程受電場分布變化的影響會有所不同, 這種影響機(jī)制與離子徑跡存在關(guān)聯(lián), 但從圖13的仿真結(jié)果來看, 在絕大多數(shù)離子入射位置上, 這種關(guān)聯(lián)性并不明顯, 考慮是偏置電壓變化量太小(納米反相器鏈在實(shí)際工作中, 其偏置電壓的可調(diào)節(jié)范圍十分有限), 不足以將電場分布變化所帶來的影響呈現(xiàn)出來.

圖13 不同偏置電壓下, 第二組的Ti和Xe離子導(dǎo)致的瞬態(tài)脈寬差異隨入射位置的變化Fig.13.Transient pulse width differences under different supply voltages vs.the strike location for the Ti and Xe ions in the second group.

4 討 論

對于相同LET值的高低能離子入射硅材料而言, 兩者在徑跡中心軸10 nm徑向尺度范圍內(nèi)的電子-空穴對密度存在明顯差異, 雖然該尺度范圍相對于離子的徑跡半徑(微米量級)而言很小, 但在離子徑跡形成早期, 由于徑跡中心軸附近區(qū)域載流子濃度很高, 部分電子-空穴對發(fā)生復(fù)合, 同時,該區(qū)域產(chǎn)生快速內(nèi)部電場[31], 電場對低能次級電子造成陷阱效應(yīng), 這些微觀機(jī)制直接影響SET的電荷收集量.高低能離子在徑跡中心軸附近區(qū)域的電子-空穴對密度的差異, 造成了電子-空穴對復(fù)合率和快速內(nèi)部電場的變化, 導(dǎo)致SET電荷收集量的不同, 最終反映在SET脈寬的差異上.此外, 對于相同LET值的不同高能離子入射硅材料而言,徑跡結(jié)構(gòu)差異主要體現(xiàn)在徑跡中心軸1 nm徑向尺度范圍內(nèi), 通過3.1節(jié)的仿真結(jié)果不難看出, 即使在如此小的徑向尺度范圍內(nèi)存在電子-空穴對密度的差異, 也會導(dǎo)致SET脈寬的不同, 說明徑跡中心軸附近區(qū)域的電子-空穴對微觀演化機(jī)制在離子徑跡特征對納米組合邏輯電路SET的影響中發(fā)揮重要作用.

在LET值相同的情況下, 高能離子的徑跡半徑是低能離子徑跡半徑的數(shù)倍, 若納米組合邏輯電路對SET非常敏感且相鄰敏感單元之間的間距很小, 高能離子更大的徑跡覆蓋范圍將可能導(dǎo)致電路多個敏感單元收集電荷, 產(chǎn)生單粒子多瞬態(tài), 而低能離子可能由于徑跡半徑較小只產(chǎn)生單個瞬態(tài)脈沖; 若納米組合邏輯電路對SET不太敏感或者相鄰敏感單元之間的間距不夠小, 高低能離子徑跡覆蓋范圍的差異不會對納米組合邏輯電路SET產(chǎn)生明顯影響.

5 結(jié) 論

以65 nm體硅CMOS反相器鏈為研究載體,基于TCAD和Geant4耦合仿真, 從離子徑跡特征與SET的關(guān)聯(lián)性出發(fā), 研究了相同LET值、不同能量和種類的離子所導(dǎo)致的SET脈寬差異, 其中低能離子能量小于10 MeV·n—1, 高能離子能量介于幾十MeV·n—1和幾百M(fèi)eV·n—1之間.結(jié)果顯示: 具有相同LET值的高低能離子的每核子能量比率越大, 兩者在徑跡中心軸附近的電子-空穴對密度差異越大, SET脈寬差異越明顯; 在高低能離子的每核子能量比率相近的情況下, LET值較大的高低能離子在相同徑跡徑向尺度上所產(chǎn)生的電子-空穴對密度的差異較大, SET脈寬差異更顯著;離子徑跡特征對納米反相器鏈SET的影響存在一定的離子入射角度依賴性, 但與反相器鏈偏置電壓的相關(guān)性不強(qiáng).本研究工作為航天器用納米微電子器件在軌單粒子效應(yīng)軟錯誤率預(yù)估提供支撐.