Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Модели поражения полупроводниковых структур импульсным электромагнитным излучением 11
1.1 Тепловые модели поражения однократным импульсом 12
1.1.1 Модели Вунша-Белла-Таска 12
1.1.2 Модель внешнего теплового потока 15
1.1.3 Анализ приближений тепловых моделей 16
1.2 Статистическая модель накопления повреждений 19
1.2.1 Математическое описание 19
1.2.2 Анализ приближений модели 21
1.3 Особенности воздействия импульсным электромагнитным излучением 23
1.3.1 Об используемой терминологии 23
1.3.2 Температура теплового поражения 25
1.3.3 Область субнаносекундных импульсов 28
1.4 Диффузионно-дрейфовое тепловое приближение 30
Выводы к первой главе 33
ГЛАВА 2. Численная модель электротепловой задачи 35
2.1 Математическая модель полупроводниковой структуры 36
2.2 Модели физических параметров полупроводников
2.2.1 Запрещенная зона и собственная концентрация примеси 39
2.2.2 Подвижность носителей заряда 42
2.2.3 Генерация, рекомбинация и время жизни носителей заряда 44
2.2.4 Частичная ионизация примеси 46
2.2.5 Тепловые свойства
2.3 Учет активного сопротивления приемной антенны 48
2.4 Схемы дискретизации и алгоритмы моделирования
2.4.1 Пространственно-временная дискретизация 50
2.4.2 Алгоритмы вычислений 51
2.4.3 Генерация конечно-разностной сетки 59
2.5 Программная реализация численной модели 60
Выводы к второй главе 65
ГЛАВА 3. Результаты моделирования однократного импульсного воздействия 66
3.1 Статические характеристики структур 66
3.2 Воздействие высокочастотного импульса 75
3.3 Воздействие сверхширокополосного импульса 91
3.4 Эквивалентность воздействий различными импульсами
3.4.1 Структура с барьером Шоттки 97
3.4.2 Биполярнаяр-ге-переходная структура 100
3.4.3 Эквивалентность воздействия 103
3.5 Влияние антенны и схемы измерения 105
Выводы к третьей главе 111
ГЛАВА 4. Результаты моделирования полиимпульсного воздействия 114
4.1 Динамика релаксации температурного поля 114
4.2 Импульсно-периодический режим силового воздействия ЭМИ
4.2.1 Диодные структуры при мощном полиимпульсном СВЧ-воздействии 116
4.2.2 Логические состояния интегральных схем при мощном полиимпульсном СШП-воздействии 121
Выводы к четвертой главе 126
ГЛАВА 5. Верификация численной модели 128
5.1 Результаты экспериментальной верификации 128
5.2 Границы применимости аналитических моделей
5.2.1 Модель Вунша-Белла 133
5.2.2 Модель внешнего теплового потока 135
5.2.3 Модификация обобщенной модели Вунша-Белла-Таска. 138
Выводы к пятой главе 140
Заключение 141
Список сокращений и условных обозначений 143
Список литературы 146
- Статистическая модель накопления повреждений
- Воздействие сверхширокополосного импульса
- Импульсно-периодический режим силового воздействия ЭМИ
- Модель внешнего теплового потока
Статистическая модель накопления повреждений
Начало исследований влияния импульсного ЭМИ на отдельные полупроводниковые структуры, электронные схемы и в целом РЭА, по всей видимости, следует связывать с осознанием возможности использования электромагнитного импульса, являющегося одним из поражающих факторов ядерного взрыва, как вполне самостоятельного способа преднамеренного воздействия на РЭА. С начала 60-х годов в зарубежной литературе появляются работы по исследованию влияния радиоизлучения на полупроводниковые приборы, в основном смесительные и детекторные диоды, являющиеся ключевым звеном приемо-передающих трактов РЭА, частично или полностью финансируемые именно военными ведомствами (упоминаются U.S. Army Mobility Equipment Research and Development Center, U.S. Air Force Systems Command, U.S. Army Electronics Command и др.). Основной упор делается на исследование воздействия высокочастотными (ВЧ) и сверхвысокочастотными (СВЧ) импульсами ЭМИ, имеющими возможность наведения электрического сигнала на достаточно коротких штатных или случайных антеннах РЭА [13, 15-32].
Из-за специфики разработки экспериментального оборудования, способного генерировать импульсы достаточно большой мощности, практически сразу же выделяются два различных подхода в исследованиях поражения полупроводниковых приборов, связанного с частичной или полной потерей их функциональных свойств. Первый подход основывается на исследовании воздействия однократного импульса, когда в течение короткого временного промежутка (типично не более 10 мкс) можно получить значительную мощность импульса, приводящую к тепловому поражению. Второй подход базируется на полиимпульсном (импульсно-периодическом) воздействии или его вариациях, например, в виде "пачечного" воздействия, сравнительно менее мощными импульсами с относительно низкой частотой повторения, что позволяет сохранять приемлемой генерируемую аппаратурой среднюю мощность, а поражение имеет "накопительный" характер от импульса к импульсу за время от долей секунды до нескольких секунд.
Модельные описания физических процессов, протекающих в полупроводниковых структурах при мощных импульсных воздействиях, разделяются соответственно. Описание однократного импульсного воздействия базируется на рассмотрении тепловых механизмов, приводящих к выгоранию структуры. Данные модели получают наиболее широкое развитие в силу достаточной простоты аналитических решений уравнения теплопроводности (в соответствующей постановке задачи) и возможности построения на их основе математических кусочно-непрерывных аппроксимаций для описания результатов эксперимента [17, 18, 29].
Модели поражения при мощном полиимпульсном воздействии применительно к рассматриваемой проблеме в настоящий момент менее развиты. Пожалуй, наиболее законченной в этом направлении можно считать статистическую модель накопления повреждений (структурных дефектов) [33, 34]. Далее приводится краткий анализ указанных моделей поражения однократным и полиимпульсным воздействиями, дается характеристика справедливости используемых ими приближений и допущений и рассматриваются аспекты реального воздействия импульсного ЭМИ.
Одной из первых моделей теплового поражения полупроводниковых диодов и транзисторов является модель Вунша (Wunsch) и Белла (Bell) [17], основанная на экспериментальных исследованиях зависимостей мощности импульсного воздействия от его длительности и одномерном аналитическом решении однородного уравнения теплопроводности (1.1) для полубесконечного полупроводника. Авторами рассматривалась точечная локализация воздействующей мощности внутри полупроводниковой структуры и связанные с этим процессы теплопереноса. Данная модель позволяла получить семейство характеристик в виде (1.2), из которого при заданных температуре выгорания Тв и длительности воздействующего импульса t с учетом тепловых свойств полупроводника (теплоемкость, теплопроводность) рассчитывалась мощность выгоранияPB t ш. Затем для экспериментальных данных выделялась подходящая аппроксимация из указанного семейства. где x - пространственная координата в направлении распространения тепла, X - коэффициент теплопроводности полупроводника, Т - температура полупроводника, р - плотность полупроводника, С - удельная теплоемкость полупроводника, Р - воздействующая мощность; S - площадь выгорания, Т0 - температура окружающей среды. На рис. 1.1 приведены некоторые из опубликованных в [17] экспериментальных данных и рассчитанные согласно уравнению (1.2) характеристики PB(t ), иллюстрирующие применение модели Вунша-Белла. Заметим, что представленные данные получены Вуншем и Беллом при воздействии электрического прямоугольного импульса прямой и обратной полярностей, заменяющего ВЧ-воздействие. На рис. 1.2 приведено
Экспериментальные данные (точки) и расчетные зависимости Вунша-Белла для теплового выгорания эмиттерного перехода транзистора 2N2222 [15, 17]. Рв, Вт/см 107 сравнение значений Рв для этих импульсов, демонстрирующее важный момент: воздействующая мощность теплового поражения импульсом прямой полярности и импульсом обратной полярности разнятся практически на порядок при одинаковой длительности импульса.
В ходе сравнения результатов эксперимента с моделью (1.2) отмечалось, что подбор расчетной характеристики может происходить при помощи двух основных параметров. Первым параметром, естественно, является температура выгорания Тв, которая авторами [15, 17] связывалась с температурой плавления кремния (1415 С) или контактно-металлизационной системы (675 С). Вторым параметром следует считать площадь выгорания S и, соответственно, связанный с ней объем плавления полупроводниковой структуры (на рис. 1.1,
Дальнейшее развитие тепловой модели Вунша-Белла происходило по пути уточнения аналитического решения уравнения теплопроводности исходя из представления локализации тепловой мощности в некотором конечном объеме. В предположении сферического распределения температуры следует отметить работу Таска (Tasca) [18], позволившую описать в виде (1.3) в том числе отличные от модели Вунша-Белла участки адиабатического разогрева (PB t _1) в области коротких импульсов ЭМИ порядка 50 не и выгорания на постоянной мощности (Рв const) для длинных импульсов свыше 100 МКС. 8
Дуайер (Dwyer) и др. [29] расширили модель [18]. На основании полученного с использованием функций Грина аналитического решения трехмерного неоднородного уравнения теплопроводности для объемного дефекта внутри структуры было введено описание еще одного участка для характеристики мощности теплового поражения. В итоге определились четыре специфические области характеристики PB(t ), вид которых зависит от длительности воздействующего импульса и реальной геометрии структуры, разграниченные исходя из времени распространения тепла в различных пространственных направлениях.
Воздействие сверхширокополосного импульса
Исходя из приведенных тождеств и опуская промежуточные выкладки для уравнений переноса, консервативные аппроксимации уравнений ФТМ ДДТП, обеспечивающие законы сохранения как заряда, так и количества теплоты на пространственной сетке, можно представить [140] в виде выражений (2.43)-(2.47). В случае учета активного сопротивления антенного тракта, рассмотренного в п. 2.3, уравнение (2.41) также заменяется эквивалентным аналогом для численного метода в виде (2.48), где индекс j является номером итерации внешнего цикла подбора напряжения на полупроводниковой структуре в рассчитываемый момент времени.
В математическом плане дискретизация системы уравнений ДДТП приводит к переходу от дифференциальных уравнений в частных производных к системе нелинейных алгебраических уравнений. Для решения подобного КР-аналога в практике численного моделирования находят применение алгоритмы последовательного и параллельного типов. Алгоритмы первого типа основываются на последовательном решении уравнений системы в итерационном цикле, в то время как в алгоритмах второго типа все уравнения решаются одновременно.
Впервые метод последовательного расчета одномерной задачи численного моделирования биполярного транзистора был представлен Гуммелем [141]. Этот метод решения был предложен для смешанного базиса {ф, ехр(-фга), ехр(ф )} статической задачи, однако он оказался неустойчив при некоторых распределениях электрического поля, так как на каждой итерации предполагалось постоянство генера-ционно-рекомбинационного члена. С математической точки зрения доказательство rt rt vo со CO CM CM CM CM CM CM расхождения решения представлено в работе [142]. Этот же результат подтвердили многочисленные вычислительные эксперименты и теоретические исследования, проведенные Мокком (Mock) [143]. Дальнейшее развитие алгоритм Гуммеля получил, в частности, в работах Де Мари (De Man). Так, например, в [144], был реализован последовательный процесс в базисе {ф, п, р}, что позволило расширить диапазон прикладываемых внешних напряжений в модельных расчетах.
При допущении постоянства генерационно-рекомбинационного члена аппроксимированные на сетке уравнения непрерывности являются линейными системами. Особенностью численного моделирования гуммелевскими методами одномерных задач является невысокий порядок, который определяется числом узлов пространственной дискретизации, и возможность применения прямых методов нахождения решения на каждой итерации (различные варианты стандартной скалярной прогонки [134]). В работах [145, 146] метод Гуммеля естественным образом распространили и на двумерные задачи не только сохранив, но и усугубив трудности последовательного расчета за счет известной неэкономичности прямых методов нахождения решения. Однако наиболее существенной из всех трудностей по-прежнему оставалась расходимость решения при высоких и медленная сходимость при средних темпах генерации-рекомбинации.
Дальнейшим усовершенствованием алгоритмов послужил метод Сейдма-на-Чу (Seidman, Choo) [84, 147], в котором существенное внимание было уделено генерационно-рекомбинационному компоненту уравнений непрерывности. Разложение темпа генерации-рекомбинации в ряд Тейлора с усилением центральной диагонали матрицы коэффициентов позволило практически полностью исключить расходимость итераций для структур в проводящем состоянии. Позже этот алгоритм был модифицирован [148, 149] в виде последовательного решения уравнения Пуассона и совместного матричного уравнения1, где два уравнения
В некоторых работах этот подход называют обобщенным методом Сейдмана-Чу. непрерывности решаются одновременно, что требовало новых алгоритмов решения матричной СЛАУ. Наиболее распространенные методы решения в этих условиях рассмотрены в работах [65, 150].
Решение уравнения непрерывности на каждой итерации с использованием метода Сейдмана-Чу осуществляется все-таки с ошибкой, хотя и с меньшей, чем в методе Гуммеля. Поэтому при экстремально малых временах жизни (или высоких темпах рекомбинации) последовательный метод Сейдмана-Чу может расходиться [151]. Чтобы обеспечить для статических расчетов сходимость в этом случае, в данном методе внутри общего итерационного процесса подбора решения организуется еще один итерационный процесс по согласованию уравнения Пуассона [152, 153].
Последовательные процессы численного решения дискретизированной на сетке системы уравнений ДДТП отличаются высокой экономичностью объемов занимаемой памяти, требуя в то же время больших временных затрат, когда приборы моделируются в режиме высокого уровня инжекции. Существует и другой путь решения уравнений, обеспечивающий квадратичную скорость сходимости, - это применение метода Ньютона сразу ко всем трем уравнениям системы [154-162]. Его называют параллельным, или одновременным, процессом, так как на каждой итерации все уравнения решаются совместно. Параллельному процессу присущи два основных недостатка: большой объем оперативной памяти и неэффективность итерационных процедур решения из-за отсутствия симметрии и диагонального преобладания матрицы Якоби для уравнений непрерывности. Поэтому при использовании метода Ньютона желательно применять прямые методы решения СЛАУ с использованием алгоритмов расчета, оптимизированных для матриц коэффициентов ленточного типа.
Однако в работе [163] было показано, что для расчета статических характеристик диодов Шоттки при больших значениях плотности тока использование стандартного (без внутреннего цикла решения уравнения Пуассона) алгоритма Ньютона для дискретизированной системы ДДП в большинстве случаев не позволяет получить сходящийся процесс решения. В работе [163] проведено сравнение метода Гуммеля [141], где все три уравнения системы (2.1) решаются последовательно друг за другом в пределах одной итерации, и вариантов метода Сейдмана-Чу, заключающихся в последовательном решении уравнения Пуассона и матричного уравнения непрерывности с линеаризацией темпа генерации-рекомбинации по одной [147] и двум [148, 164] переменным пир применительно к условиям большой токовой нагрузки. Во всех трех методах во внешний итерационный цикл был включен отдельный (внутренний) итерационный цикл для решения уравнения Пуассона до полной сходимости.
На рис. 2.3 приведены сравнительные данные по указанным методам в виде зависимости относительной погрешности 9 от числа итераций. Результаты исследования сходимости показали, что при моделировании статических характеристик полупроводниковой структуры в режимах высокой плотности тока более предпочтительным является обобщенный метод Сейдмана-Чу [148] с линеаризацией матричного уравнения непрерывности по двум переменным пир (см. рис. 2.4), который, в отличие от метода Ньютона, затрачивает меньше оперативной памяти на промежуточных этапах проведения итерационных вычислений.
Импульсно-периодический режим силового воздействия ЭМИ
Расчеты показывают, что характеристики W(t ), аналогично структуре с барьером Шоттки, практически не зависят от степени легирования эпитаксиальнои пленки из-за высокого уровня инжекции свободных носителей заряда и сильной модуляции проводимости низколегированной базовой области в процессе импульсного воздействия ЭМИ.
Полученные результаты моделирования воздействия мощного СВЧ-импульса для исследуемых структур демонстрируют еще одну важную особенность, наблюдаемую экспериментально в процессе испытаний полупроводниковых приборов: способность структур в импульсных динамических режимах выдерживать значительно большую электрическую нагрузку, чем в статических [196]. Причиной этого является большая инерционность развития тепловых процессов в структурах по сравнению с развитием электрических процессов (см. рис. 3.10, 3.11 и 3.19) в силу специфики физических параметров полупроводниковых материалов, рассмотренных в предыдущей главе.
Наряду с СВЧ-импульсом, рассмотренным в предыдущем разделе и обладающим узким спектром, в последнее время особое внимание уделяется исследованиям различных аспектов формирования, передачи, приема и обработки сверхширокополосных (СШП) импульсов, способных обеспечить реализацию новых способов мультиплексирования, кодирования и низкоэнергетической передачи информации. Спектр сигнала данных импульсов весьма значителен и может составлять в ряде случаев более 6 ГГц. В контексте рассматриваемой проблемы СШП-импульс, генерируемый передающей антенной, может иметь очень короткую длительность1 (в пределах нескольких наносекунд), что потенциально позволяет сконцентрировать в данном временном интервале очень большую мощность, способную привести к выходу из строя электронных модулей приемной аппаратуры. Рассмотрим особенности воздействия СШП-импульса ЭМИ на планарную полупроводниковую структуру биполярного транзистора (рис. 3.26).
На рис. 3.27 представлены профили распределения примеси в областях эмиттерного и коллекторного р-ге-переходов кремниевого биполярного транзистора, используемых в численном эксперименте и достаточно полно соответствующих реальным параметрам промышленно выпускаемых интегральных схем транзисторно-транзисторной логики (ТТЛ) [37, 39, 44]. Параметры легирования указанных областей следующие:
Схематичное изображение планарной транзисторной структуры в разрезе. Стрелками показано преимущественное направление протекания тока в схемах с общим эмиттером и общим коллектором. переход эмиттер-база: степень легирования ге+-области iVD+=1018 см-3 (в максимуме); степень легирования р-области iVA=5xl016 см-3 (в максимуме); толщина р-области w =3.5 мкм; степень легирования р+-области 7VA+= 1018 см3; толщинар+-области w + = 0.5 мкм. переход база-коллектор: степень легирования р+-области iVA+=1018 см-3 (в максимуме); сте пень легированияр-области NA= Ю16 см3 (в максимуме); толщинар-области w =8 мкм; степень легирования .-области iVD = 1015 см3; толщина «-области шл=12мкм; степень легирования тг+-области 7VD+= 1018 см-3; толщина п+-области w =10 мкм.
При проведении численных исследований воздействия СШП-сигнала на биполярный транзистор, находящийся во входном каскаде интегральной схемы, будем предполагать следующее [178].
Во-первых, для биполярных интегральных ТТЛ-схем уровни логического "0" определяются, как правило, диапазоном 0...0.4 В, логической "1" - 2.5...4.5 В. Логический "0" характеризует закрытое состояние р-ге-перехода (например, эмиттерного для входного каскада схемы с общим эмиттером) и соответствует падению напряжения на нем. Логическая "1" определяет открытое состояние перехода, однако напряжение, приложенное непосредственно кр-ге-переходу, лежит в диапазоне 0.7...0.8 В, а вся остальная разница приходится на квазинейтральные области транзистора и нагрузку в эмиттернои и коллекторной цепях. Исходя из этого, будем считать состояние перехода для напряжений / 0.4 В закрытым, а для напряжений / 0.7 В - полностью открытым.
Профили распределения примеси (N=ND-NA) и типы проводимости различных областей структуры: а) - переход эмиттер-база, б) - переход база-коллектор. Во-вторых, закрытое и открытое состояние р-ге-перехода в данном численном эксперименте рассмотрим с точки зрения величины проводимости перехода, так как именно проводимость будет определять состояние логического "О" или "1" на выходе транзистора, содержащего моделируемый переход, в цепи "шина питания - нагрузка - транзистор - шина заземления".
В-третьих, будем считать, что базовый контакт моделируемогор -ге-перехода непосредственно соединен в выводом микросхемы, на который приходит наведенный сигнал ЭМИ, а другой контакт (эмиттерныи или коллекторный) - на шине заземления, что соответствует разным типам входных каскадов интегральных схем.
В-четвертых, будем предполагать, что основное направление распространения наведенного сигнала - через переход на шину заземления. Подобное допущение оправдано в силу того, что в цепи питания всегда находится высокоомный резистор, и следовательно, распространением сигнала в этом направлении можно пренебречь.
Модель внешнего теплового потока
Как следует из расчетных данных, приведенных на рис. 4.7-4.9, воздействие мощного импульса значительнее всего сказывается на закрытом логическом состоянии ТТЛ-инвертора. При этом в случае синфазного сложения импульсов разогрев более существенен, чем в случае противофазного сложения (к моменту времени t = 4 мкс максимальная температура составляет 446 С и 281 С соответственно). Очевидно, что с уменьшением амплитуды осцилляции входного воздействующего сигнала ЭМИ вероятность возникновения импульсов ложного срабатывания также будет уменьшаться, но влияние теплового разогрева на логические уровни будет сохраняться значительно дольше и даже тогда, когда ложное срабатывание исчезнет. Также однозначно можно утверждать, что выводы для однократного СШП импульсного воздействия в части сходства тенденций с воздействием СВЧ-импульсами, приведенные в разделе 3.3, в полной мере соответствуют и импульсно-периодическому режиму [209].
В заключение данного матери ала следует отметить еще один аспект и\ влияния теплового разогрева под воз действием мощного импульсного ЭМИ на логические состояния ИМС. На рис. 4.10 приведены зависимости отно шения длительности фронтов переклю в состояние логического "0" от числа импульсов п (длительность фронта входного рабочего сигнала t в расчетах составляла 10 не), построенные по расчетным данным рис. 4.7-4.9 исходя из следующих соображений. Если уровень логического "0" при переключении попадал в диапазон допустимых значений, заштрихованных на указанных рисунках, то длительнось фронта выходного сигнала t определялась по временной точке входа в этот диапазон.
В противном случае длительность фронта определялась по установившемуся значению уровня "условного нуля".
Из представленных данных видно, что с ростом температуры внутри полупроводниковой структуры с каждым последующим импульсом длительность фронта переключения растет при условии, что интегральная схема продолжает различать логические уровни. В условиях синфазного сложения штатного и воздействующего импульсов достигается наибольшее значение t /t 1.2 практически ко второму импульсу (в рабочем режиме t / t 1.5). При уменьшении размаха колебаний наведенного СШП-сигнала участок первоначального роста характеристики будет растягиваться во времени. Сравнение рис. 4.10 с расчетными данными, приведенными на рис. 4.8 и 4.9, позволяет однозначно утверждать, что динамика роста длительности фронта напрямую зависит от динамики роста температуры управляющего р-ге-перехода до выхода значения логического "0" из области допустимых значений.
Выводы к четвертой главе Анализ результатов численного моделирования импульсно-периодического режима воздействия ЭМИ в рамках ДДТП на типичные дискретные и интегральные полупроводниковые структуры на основе кремния приводит к следующим выводам: - динамика релаксации температурного поля по окончании импульса воздействия ЭМИ к исходному состоянию носит достаточно сложный характер. В общем можно выделить два значимых процесса: быстропротекающее (в пределах 0.1 мс) выравнивание температурного поля по длине структуры и дальнейший более медленный теплоотвод, существенно зависящий от характеристик коэффициента теплопереноса контакта. Полученные модельные оценки демонстрируют, что лучшие теплоотводящие контакты полупроводниковых приборов способны восстановить состояние структуры от - max= 400 С к исходной температуре окружающей среды только за время порядка 0.1... 1 с. Для больших значений температуры указанная оценка увеличивается до десятков секунд при условии, что структура не будет необратимо поражена теплом; - основными физическими процессами, приводящими к функциональным сбоям или тепловому поражению полупроводниковых структур в импуль-сно-периодическом режиме мощного воздействия ЭМИ, следует считать накопление тепловой энергии от импульса к импульсу и неравномерный термический разогрев различных областей структуры, имеющие место даже при относительно невысоких уровнях силового воздействия с частотами следования импульсов в единицы и десятки герц;
- на зависимости энергомощностных характеристик теплового поражения дискретных структур от частоты импульсов полиимпульсного воздействия можно выделить три основных области, коррелирующие с областями релаксации температурного поля после воздействия каждого импульса. При /" 1...5кГц структура практически полностью успевает остыть между импульсами, а рост энергии, необходимой для теплового поражения, является асимптотическим. Диапазон 1...5 кГц /" 100...200 кГц характеризуется практически постоянной энергией теплового поражения, а при f 100...200 кГц характеристики полиимпульсного воздействия стремятся к характеристикам однократного воздействия; характер электрических и энергомощностных зависимостей для диодных структур в условиях полиимпульсного воздействия, модельно полученных в рамках ДДТП, находится в соответствии с известными экспериментальными данными. К ним можно отнести снижение и последующую стабилизацию токового отклика диодной структуры при полиимпульсном воздействии, а также меньшие уровни энергетического воздействия, приходящиеся на один импульс в сравнении с тепловым поражением однократным импульсом. При этом следует заметить, что общая затрачиваемая на разогрев структуры до определенной температуры энергия в импульсно-периодическом режиме воздействия в подавляющем большинстве случаев выше, чем энергия моноимпульсного воздействия; для цифровых интегральных схем импульсно-периодический режим мощного воздействия ЭМИ и соответствующее ему накопление тепловой энергии приводит к изменению значений логических уровней, заключающемуся в снижении уровня логической "1" и росте уровня логического "О". В наибольшей степени изменениям подвержен уровень логического "О" управляющего каскада ИМС. Также следует отметить увеличение длительности фронтов переключения между логическими состояниями. В результате возможно возникновение статических и динамических рисков функциональных сбоев ИМС, а также уменьшение их быстродействия; причинами статистической флуктуации энергомощностных характеристик мощного импульсного воздействия ЭМИ, полученных экспериментальным путем, по всей видимости, следует считать известные в микроэлектронике факты: локализацию тока в достаточно ограниченных областях полупроводниковых структур ("шнурование") при обратном смещении и флуктуации характеристик теплоотвода.
