Содержание к диссертации
Введение
1. Моделирование и анализ эффектов импульсного ионизирующего воздействия на микроэлектронные структуры в диапазоне предельных мощностей дозы 12
1.1. Доминирующие эффекты от воздействия импульсного ионизирующего излучения на изделия электронной техники 12
1.2. Особенности ионизационной реакции при предельных уровнях воздействия 20
1.3. Моделирование ионизационных эффектов импульсного ионизирующего воздействия на полупроводниковые структуры ЭКБ в области сверхвысоких уровней ИИВ
1.3.1. Одномерное приближение 24
1.3.2. Двумерное приближение 26
1.4. Оценка роли термомеханических эффектов в области сверхвысоких уровней ИИВ 32
2. Лазерное имитационное моделирование объемных ионизационных эффектов в кремниевых полупроводниковых структурах 34
2.1. Общие принципы лазерного имитационного моделирования импульсного отклика микроэлектронных структур 34
2.2. Исследование границ применимости лазерных имитационных испытаний в диапазоне предельных уровней ИИВ
2.2.1. Режим облучения «снизу» 48
2.2.2. Режим облучения «сверху» 54
2.3. Выбор оптимальных параметров лазерного излучения для моделирования
объемных ионизационных эффектов в кремниевых микросхемах 57
2.3.1. Использование лазерного излучения с длиной волны 0,53 мкм для моделирования объемных ионизационных эффектов в тонкопленочных структрах и микросхемах 59
2.3.2. Моделирование импульсного ионизирующего воздействия на КМОП ИС на основе тонкопленочных структур 63
2.3.3. Выбор оптимальных параметров лазерного излучения для испытаний КМОП микросхем, выполненных по объемной технологии
3. Реализация лазерных установок для испытаний микроэлектронных структур на стойкость к мощным импульсным ионизирующим воздействиям 74
3.1. Модернизация лазерной имитационной установки «РАДОН-5ЕМ» 76
3.2. Лазерная имитационная установка «РАДОН-7» 79
3.3. Лазерная имитационная установка «РАДОН-8» 81
3.4. Аппаратно-программный комплекс ЛАПК-0501 87
3.5. Лазерная имитационная установка с манипулятором (ЛИУМ) 91
4. Результаты экспериментальной апробации разработанных методических и технических средств лазерных имитационных испытаний в диапазоне предельных мощностей дозы 94
4.1. Тонкопленочные КМОП структуры 94
4.2. Объемные КМОП структуры 103
4.3. Влияние когерентности и состояния поляризации лазерного излучения на результаты лазерных имитационных испытаний
4.3.1. Влияние поляризации 109
4.3.2. Влияние когерентности 111
4.4. Исследование катастрофических отказов КМОП ИС при лазерном
облучении 114
4.5. Некоторые результаты радиационных испытаний 118
Заключение 120
Список литературы
- Моделирование ионизационных эффектов импульсного ионизирующего воздействия на полупроводниковые структуры ЭКБ в области сверхвысоких уровней ИИВ
- Исследование границ применимости лазерных имитационных испытаний в диапазоне предельных уровней ИИВ
- Лазерная имитационная установка «РАДОН-7»
- Влияние когерентности и состояния поляризации лазерного излучения на результаты лазерных имитационных испытаний
Моделирование ионизационных эффектов импульсного ионизирующего воздействия на полупроводниковые структуры ЭКБ в области сверхвысоких уровней ИИВ
В общем случае оценить зависимость от длительности ИИВ сложно. Релаксация объемных ионизационных эффектов зависит как от инерционности самой ИС, так и от характерной постоянной времени для импульса ионизационного тока.
Релаксация поверхностных радиационных эффектов обусловлена дисперсионным переносом дырок через окисел, отжигом дырок и встраиванием поверхностных состояний. При воздействии ИИВ можно учитывать только первый эффект. Этот перенос характеризуется большим временным интервалом от микросекундного диапазона до сотен и более часов и в сильной степени зависит от толщины образца, величины напряженности электрического поля внутри диэлектрика и температуры.
Наиболее сложно оценить релаксационные процессы для структурных повреждений. За счет перестройки от простейших радиационных дефектов (вакансий и междоузлий) к стабильным радиационным комплексам (дивакансии, Е-центры, А-центры и т.п.) протекают релаксационные процессы. Они имеют место до миллисекундного диапазона, при этом максимальные изменения составляют от 1,5 до 5 раз.
Таким образом, представленные результаты свидетельствуют о невозможности точно сказать, какой доминирующий эффект будет иметь место, не принимая во внимание все три фактора. Однако при ИИВ с предельными уровнями воздействия следует, что можно не рассматривать структурные объемные повреждения, а анализировать только объемные ионизационные эффекты и поверхностные радиационные эффекты (доза за импульс).
Первичные эффекты, связанные с выделением тепла, могут приводить к отказам ИС вследствие механического разрушения корпусов и кристаллов. Термодинамические эффекты, как показывает анализ, в полупроводниковых структурах возникают вследствие вторичных эффектов - из-за протекания больших ионизационных токов и разогрева кристаллов вследствие этого. В данной работе производилось моделирование только объемных ионизационных эффектов.
ИИВ на полупроводниковые и диэлектрические области изделий ЭКБ вызывает эффекты ионизации и возбуждения электронных оболочек атомов. Мерой интенсивности ионизации служит количество генерируемых при ИИВ неравновесных электронно-дырочных пар в единице объема в единицу времени (скорость генерации носителей). Последующая релаксация индуцированного заряда проявляется в виде объемных ионизационных эффектов, заключающихся в кратковременном и/или долговременном (остаточном) изменении параметров изделий ЭКБ.
Считая энергию ионизации для различных видов ИИВ постоянной выражение для скорости генерации неравновесных носителей (интенсивности ионизации) имеет вид [22]: G(t) = g0P1(t\ (1) где P t) - мощность поглощенной дозы, ед./с; go - эффективность ионизации, составляющая 4,3 1013 пар/(см3ед) для кремния; 1,1 1014 - для германия; 5,91012 для окиси кремния и порядка 5,4 1013 - для арсенида галлия. При этом значение G получается в единицах пар/(см3 с).
Генерированные ИИВ неравновесные электронно-дырочные пары рекомбинируют, отдавая свою энергию фотону либо затрачивая ее на возбуждение колебаний решетки. Последний процесс более вероятен в полупроводниках, используемых в структурах ЭКБ, поэтому можно считать, что вся поглощенная в полупроводнике энергия в итоге переходит в тепловую. Высокие подвижность и скорость рекомбинации неравновесных носителей заряда в полупроводниках приводят к тому, что после ИИВ концентрации носителей сравнительно быстро спадают до равновесных. Поэтому объемные ионизационные эффекты в литературе так же называют переходными ионизационными эффектами. Появление остаточных эффектов возможно за счет ионизационных процессов на границе раздела диэлектриков с полупроводниками. Основными эффектами данного типа являются накопление заряда в диэлектрике и увеличение плотности поверхностных состояний.
Объемные ионизационные эффекты в полупроводниковых структурах ЭКБ проявляются в форме ионизационной реакции. Ионизационная реакция структуры ЭКБ определяется первичными и вторичными эффектами, возникающими при ИИВ. Первичные объемные ионизационные эффекты, в их традиционном понимании, обусловлены ионизацией различных областей структуры ЭКБ и связанными с этим кратковременными (соизмеримыми по длительности с рабочими временами) изменениями параметров изделий ЭКБ. Вторичные ионизационные эффекты определяются реакцией облучаемого объекта на ионизацию (усиление ионизационного тока, "тиристорный эффект"(ТЭ), индуцированный вторичный пробой и т.п.) и могут, в общем случае, носить долговременный характер.
Основными объемными ионизационными эффектами, оказывающими влияние на работоспособность изделий ЭКБ являются: - ионизация объема полупроводника и связанная с ней модуляция проводимости полупроводниковых областей; - образование ионизационных токов р-п переходов; - разогрев областей структуры ЭКБ.
Перечисленные эффекты проявляются непосредственно в виде изменения параметров относительно несложных изделий ЭКБ, таких как диоды, транзисторы, пассивные элементы. На уровне более сложных изделий, таких как ИС, механизмы ионизационной реакции усложняются за счет взаимодействия элементов. К основным первичным ионизационным эффектам следует отнести: - временное увеличение тока потребления во время и после ИИВ; - временное нарушение работоспособности, связанное с выходом параметров изделия за нормы технических условий (ТУ); - изменение состояния внутренних ячеек памяти запоминающих устройств (ЗУ); - нарушение алгоритма функционирования программируемых изделий ЭКБ. - К основным вторичным ионизационным эффектам следует отнести: - тиристорный эффект (ТЭ) - срабатывание паразитных четырехслойных структур; - перегорание металлизации вследствие протекания больших ионизационных токов; - радиапионно-индуцированный вторичный пробой. В диапазоне малых интенсивностей ИИВ (до 109 ед./с), концентрация генерированных излучением неравновесных носителей много меньше равновесной концентрации основных носителей заряда и не изменяет внутренних электрических полей в облучаемом полупроводнике. В этом случае ионизационный ток р-п перехода имеет линейный характер по отношению к интенсивности ионизации, что позволяет получить аналитические решения для некоторых конкретных структур.
Исследование границ применимости лазерных имитационных испытаний в диапазоне предельных уровней ИИВ
Сложности использования моделирующих установок (МУ) для определения показателей стойкости изделий ЭКБ в диапазоне предельных уровней ИИВ [37] стимулировали развитие имитационных методов моделирования. Особенности лазерного имитационного моделирования в диапазоне требований существующих нормативных документов подробно рассмотрены в работах [76-78]. Разработанные в ЭНПО СПЭЛС аппаратные средства основаны на использовании излучения твердотельных неодимовых лазеров с длиной волны 1,06 - 1,08 мкм и обеспечивают в кремниевых структурах ЭКБ эквивалентную мощность поглощенной дозы до 1012 ед./с. Расширение границ лазерного моделирования до мощности поглощенной дозы 1013 ед./с. требует проведения дополнительных исследований с целью обоснования границ применимости лазерных имитационных методов в этом диапазоне и разработки методики проведения имитационных испытаний при этих уровней воздействия.
Приведенные выше (см. п. 2.1) выражения для расчета создаваемой ЛИ эквивалентной мощности поглощенной дозы справедливы при плотностях потока энергии, не превышающих 105 - 106 Вт/см2 и создающих эквивалентную мощность поглощенной дозы не выше 1011 - 1012 ед./с. В частности, у поверхности кремния при использовании излучения твердотельного неодимового лазера с длиной волны 1,06 мкм: Рэ,е(0,0 = 1,24 105(1 - Ri)odn, (21) где при 1л в ваттах на квадратный сантиметр и а в обратных сантиметрах мощность поглощенной дозы получает размерность в рад/с по кремнию. При более высоких уровнях возбуждения линейная связь между скоростью генерации неравновесного заряда (эквивалентной мощностью поглощенной дозы) и интенсивностью ЛИ, в общем случае, нарушается [79-81]. Основными нелинейными эффектами, которые требуют учета, являются: - изменение коэффициента поглощения ЛИ; - изменение коэффициента отражения за счет плазменного резонанса. Изменение коэффициента поглощения возможно за счет появления дополнительного поглощения неравновесными носителями. Это поглощение не дает генерации неравновесных носителей заряда, а приводит лишь к нагреву носителей заряда и кристаллической решетки. Однако это рассеяние вызывает дополнительное ослабление интенсивности ЛИ в объеме полупроводника, что существенно для расположенных в глубине активных областей структуры ЭКБ, а также при облучении с тыльной стороны пластины («снизу»). Оценки показывают, что учет дополнительного рассеяния на неравновесных носителях необходим при концентрации носителей свыше 1018 см"3, что при времени жизни неравновесных носителей порядка 100 не имеет место уже при мощности поглощенной дозы выше 21011 ед./с. При этом необходимо учитывать, что рост концентрации неравновесных носителей с ростом интенсивности ЛИ приводит к увеличению вероятности Оже-рекомбинации и уменьшению их времени жизни. Это обстоятельство ограничивает предельно достижимую концентрацию неравновесных носителей в кремнии величинами порядка 1019 - 1020 см"3. При больших интенсивностях растет также вероятность двухфотонного поглощения ЛИ, коэффициент поглощения для которого линейно зависит от интенсивности излучения. Решение уравнения для распределения интенсивности ЛИ в полупроводнике с учетом двухфотонных процессов имеет вид [81].
Коэффициент 1/2 в случае двухфотонного поглощения учитывает то, что на два поглощенных фотона генерируется одна электронно-дырочная пара. Таким образом, в случае преобладания двухфотонных процессов скорость генерации неравновесных носителей уменьшается вдвое. В случае кремния значение коэффициента двухфотонного поглощения составляет порядка 3 10"8 см/Вт [82]. Для излучения неодимового лазера, при значении коэффициента а 14 см"1, вклад двухфотонного поглощения не превышает 10% до интенсивностей порядка 2108 Вт/см2, что соответствует приповерхностной эквивалентной мощности поглощенной дозы около (2...3)1014 ед./с и превосходит требуемые значения. Поэтому вкладом двухфотонного поглощения можно пренебречь.
Помимо дополнительного поглощения на неравновесных носителях, на распределение ЛИ при интенсивности свыше 107 Вт/см2 может оказывать влияние эффект Бурштейна-Мосса [80], который заключается в увеличении ширины запрещенной зоны для оптического перехода при концентрациях неравновесных носителей больших эффективной плотности состояний в зоне проводимости или валентной зоне. Этот эффект определяет предельно достижимую концентрацию неравновесных носителей в полупроводнике за счет однофотонного поглощения. В случае воздействия ЛИ с длиной волны 1,06 мкм на невырожденный кремний предельная концентрация может достигать величин порядка 2 1019 см"3 [77]. Влияние данного эффекта в кремнии проявляется одновременно с уменьшением времени жизни неравновесных носителей за счет Оже-рекомбинации и учитывается величиной коэффициента Оже-рекомбинации, определяемой экспериментально. Если считать, что время жизни неравновесных носителей при такой высокой концентрации полностью определяется Оже-рекомбинапией, то предельная концентрация соответствует ИИВ с мощностью поглощенной дозы порядка 1014 ед./с.
При больших концентрациях неравновесных носителей возможно изменение коэффициента отражения за счет плазменного резонанса. Рост концентрации генерированных излучением неравновесных носителей увеличивает резонансную частоту электронно-дырочной плазмы, и при совпадении ее с частотой ЛИ коэффициент отражения резко возрастает. Для кремния на длинах волн около 1 мкм плазменный резонанс наступает при концентрации свободных носителей около 1021 см"3, что практически недостижимо при возбуждении лазерами на неодиме [80]. Эксперименты, проведенные в работе [79], не обнаружили возрастания коэффициента отражения ЛИ с длиной волны 1,06 мкм для кремния вплоть до интенсивности 2 107 Вт/см2.
Нагревание слоя полупроводника, в котором возбуждаются неравновесные носители заряда, может явиться еще одним источником погрешности. При изменении температуры полупроводника, во-первых, возможно изменение коэффициента поглощения и, во-вторых, время жизни неравновесных носителей будет соответствовать реальной температуре возбужденного слоя полупроводника. Оценки роста температуры поверхности кремния при облучении неодимовым лазером показали, что вследствие низкого коэффициента поглощения ЛИ очень сложно достичь существенного нагрева, а тем более расплавления поверхности [80]. По данным работы [83], плавление поверхности кремния под действием импульса неодимового лазера длительностью 15 не происходит при интенсивности ЛИ порядка 2108 Вт/см2, что находится далеко за пределами потребностей лазерных имитационных методов.
Если ограничиться максимальным требуемым уровнем эквивалентной мощности поглощенной дозы около 1013 ед./с, то при длительности импульса 15 не нагрев пластины кремния составит всего несколько градусов Цельсия, что позволяет не учитывать температурные зависимости параметров полупроводника при анализе процессов поглощения и рассеяния излучения неодимового лазера в кремниевых структурах.
Таким образом, для расчета зависимости эквивалентной мощности поглощенной дозы в кремнии в диапазоне предельных интенсивностей ЛИ достаточно учесть зависимость коэффициента поглощения излучения от концентрации неравновесных носителей заряда, а также влияние Оже-рекомбинации на время жизни неравновесных носителей.
Лазерная имитационная установка «РАДОН-7»
В качестве источника перестраиваемого по длине волны излучения был выбран лазер (7) с активным элементом на основе титан-сапфира (Ті3+:АЬОз). Свойства лазерной среды определяются ионом Ті3+, который частично замещает ион А13+ в матрице АЬОз. Основное состояние иона Ті3+ разделено внутрикристаллическим полем матрицы на пару вибронно-уширенных уровней, между которыми возможны переходы с поглощением в диапазоне длин волн от 0,4 до 0,65 мкм. Излучательные же переходы осуществляются в диапазоне 0,6...1,1 мкм с временем жизни около 3,5 мкс при комнатной температуре. Это дает возможность использовать для накачки титан-сапфирового лазера основной лазерный излучатель (1) с установленным удвоителем частоты (4) (длина волны излучения накачки 0,53 мкм). Из-за частичного перекрытие коротковолнового края полосы флуоресценции и длинноволнового края полосы поглощения генерация возможна только начиная с Х=0,65.. .0,67 мкм. Потери в активной среде и на оптических компонентах резонатора приводят к дальнейшему сужению области перестройки до 0,7... 1 мкм.
В силу экстремально широкой полосы генерации лазеров на Ті3+:АЬОз огромное значение имеет подбор коэффициента отражения выходного зеркала для каждой длины волны в пределах всей полосы генерации. Это требование предполагает использование нескольких комплектов глухого и выходного зеркал и смену их в процессе перестройки длины волны.
В случае возникновения генерации в неселективном резонаторе запасенная в активной среде энергия излучается в виде стимулированной эмиссии на частотах высокодобротных мод, расположенных в области максимального усиления активной среды. Так как число таких мод невелико, результирующий спектральный диапазон выходного излучения значительно уже диапазона усиления активной среды. Поэтому для перестраиваемых лазеров огромное значение приобретает управление спектральным составом выходного излучения. В используемом перестраиваемом лазере функцию дисперсионного элемента выполняет активный элемент, торцы которого вырезаны под углом Брюстера навстречу друг другу. Перестройка длины волны выходного излучения достигается поворотом глухого зеркала с помощью микровинта в плоскости дисперсии активного элемента. На выходе перестраиваемого лазера установлен блок формирователя ЛИ (8), аналогичный по составу и конструкции блоку (6) в канале основного излучения. Для визуализации лазерного пучка и измерения энергии лазерного импульса используются те же элементы (9) и (10), что и в основном канале.
Разработанная ЛИУ для исследования радиационной стойкости изделий ЭКБ к ИИВ, имеет следующие отличительные особенности: - компактный лазерный твердотельный лазерный источник с удвоителем частоты, используемый для облучения ИС на длинах волн 1,06 и 0,53 мкм с высокой эквивалентной мощностью дозы (до 1012 ед./с), а также для накачки дополнительного лазера, перестраиваемого по длине волны в диапазоне 0,7...1 мкм; - особая конструкция блока формирователя лазерного пучка, позволяющая воздействовать ЛИ на объект в направлении сверху вниз (для удобства проведения испытаний) и оснащенная подвижным кожухом для защиты персонала от интенсивного прямого и отраженного ЛИ; - регулируемая система ослабления ЛИ с большим динамическим диапазоном (1...5-104), основанная на комбинации неподвижных и вращающихся поляризационных призм, и позволяющая задавать с высокой точностью коэффициент ослабления энергии лазерных импульсов при неизменном состоянии поляризации ЛИ на выходе; - сменный телескопический расширитель лазерного пучка, обеспечивающий облучение ИС и модулей с различными геометрическими размерами; - встроенный измеритель энергии лазерного импульса, обеспечивающий контроль уровня воздействия на ИС в каждом импульсе; - встроенный визуализатор лазерного пучка, облегчающий позиционирование исследуемого объекта.
По заданию ФГУП ФНПЦ «НИИИС» (г. Нижний Новгород) был также разработан и создан опытный образец аппаратно-программного комплекса контроля сбоеустойчивости ОЗУ ЛАПК-0501, в состав которого входит ЛИУ «РАДОН-8Н», предназначенная для моделирования объемных ионизационных эффектов в КМОП объемных и КНС ИС при эквивалентном воздействии специальных факторов с характеристиками 7.И6(7.И8) и использования ЛИ в технологическом процессе изготовления КМОП объемных и КНС ИС.
Комплекс ЛАПК-0501 обеспечивает воздействие импульса ЛИ на микросхему, задание требуемого режима ее функционирования в момент воздействия, возможность записи различных тестовых кодов в накопитель, считывания и сравнения записанных и считанных данных, контроль параметров ЛИ при каждом воздействии. Структурная схема стенда ЛАПК-0501 представлена на рисунке 40. 3 БИС 6 8
В состав стенда входят: ЛИУ «РАДОН-8Н» (лазерный излучатель (1) с источником питания (2), формирователь пучка (3), блок контроля энергии ЛИ БКЛИ-201 (4)) аппаратно-программный испытательный комплекс АПИК-0501 (блок согласования и коммутации БСК-0401А (6) с платой расширителя ПИО (5), персональный компьютер с платой ввода-вывода логических сигналов УПА-0401 и платой ввода-вывода аналоговых сигналов БИСХ-0401 (8), цифровой регистратор импульсов напряжения TDS-1012 (7), источник питания GPS-4303 (9).
«РАДОН-8Н» (см. рисунок 41) является малогабаритной модификацией ЛИУ «РАДОН-8» (отсутствует блок перестройки длины волны, зеркальный телескопический расширитель заменен на о дно линзовый). Данная конструкция была вызвана необходимостью максимально упростить операции по проведению испытаний больших партий ИС в процессе их изготовления. Рисунок 41 - Лазерная имитационная установка «РАДОН-8Н».
Отличительной особенностью «РАДОН-8Н» является сконструированный в виде единого малогабаритного блока ослабитель-формирователь лазерного пучка (см. рисунок 42), включающий в себя плавный ослабитель на основе скрещенных призм Глана (1), ступенчатый декадный ослабитель на нейтральных светофильтрах (2), расширитель пучка на основе рассеивающей линзы (3), а также визуализатор центра пучка (4) с использованием маломощного полупроводникового лазера (5). В качестве основного источника ЛИ на длинах волн 1,06 и 0,53 мкм используется лазерный излучатель, по характеристикам аналогичный использованному в базовой модели «РАДОН-8».
Влияние когерентности и состояния поляризации лазерного излучения на результаты лазерных имитационных испытаний
Одним из важных особенностей использования ЛИ для моделирования радиационных эффектов в ИС является его когерентность и поляризованность. Современные ИС представляют собой периодические структуры из чередующихся металлических и полупроводниковых зон вблизи поверхности кристалла с периодом порядка микрона и менее. Падение на такие структуры пространственно когерентного ЛИ может приводить к большому количеству интерференционных эффектов, способных существенно повлиять на распределение плотности мощности ЛИ в объеме чувствительных областей ИС. Кроме того, оптическое излучение на выходе лазера, как правило, линейно поляризовано, что может приводить к зависимости коэффициентов отражения и пропускания периодических структур от угла поворота плоскости поляризации.
В широко используемых СПЭЛС ЛИУ типа «РАДОН-5» для формирования пространственно однородного лазерного пучка используется специальный объемно-матовый рассеиватель, одним из важных побочных эффектов которого является разрушение пространственной когерентности и поляризованности ЛИ, что улучшает адекватность моделирования. Вместе с тем, наличие такого рассеивателя существенно снижает максимально достижимую плотность энергии ЛИ (до уровня 5-Ю6 Вт/см2), что делает невозможным использование ЛИ «РАДОН-5» для испытаний многих типов современных ИС, поверхность которых почти полностью покрыта слоями металла, приводящего к большим потерям энергии на отражение.
Для достижения более высоких уровней воздействия был разработан ЛИ «РАДОН-8», обладающий существенно большей максимальной интенсивностью ЛИ (до 3-Ю7 Вт/см2) при сравнимых с «РАДОН-5» размерах облучаемых областей. Одной из важных характеристик этого ЛИ является хорошая исходная равномерность пучка на выходе излучателя, не требующая дополнительных усилий по формированию однородного распределения ЛИ на испытуемом объекте. Это приводит к тому, что излучение, падающее на объект, остается когерентным и поляризованным, что необходимо учитывать при проведении испытаний [103]. В настоящей работе сделана попытка определить степень влияния указанных особенностей ЛИ на результаты имитационных испытаний.
В эксперименте была использована ЛИУ «РАДОН-8» с длиной волны 1,06 мкм, излучение которой характеризуется хорошей однородностью распределения интенсивности ЛИ (около 20%) в пределах облучаемой области. В качестве объекта исследования использовалась ИС статического ОЗУ 32К 8, выполненная по техпроцессу порядка 0,8 мкм. Такой выбор обусловлен сопоставимостью размера техпроцесса и длины волны ЛИ, в силу чего можно ожидать значительного числа дифракционных и интерференционных эффектов в поверхностном слое кристалла ИС. Линейно-поляризованное ЛИ направлялось на испытуемую ИС перпендикулярно ее поверхности, при этом оптическая ось лазерного пучка проходила через геометрический центр кристалла ИС.
Для подачи на ИС напряжения питания и необходимых управляющих сигналов использовалась стандартная система функционального контроля [104], используемая при проведении испытаний. Ионизационная реакция ИС регистрировалась с помощью импульсного токового трансформатора, включенного в цепь питания ИС.
В ходе эксперимента регистрировалась амплитуда импульса тока в цепи питания ИС при различных углах поворота кристалла (в диапазоне от 0 до 90) вокруг оптической оси ЛИ. Интенсивность облучения выбиралась сравнительно небольшой (ниже порога одиночных сбоев). Характерная осциллограмма токовой реакции БИС ОЗУ представлена на рисунке 64, а полученная экспериментальная зависимость - на рисунке 65.
Из представленной зависимости видно, что при повороте кристалла от 0 до 90 амплитуда ионизационной реакции меняется не более, чем на 15-20%. Наблюдаемые незначительные вариации амплитуды, скорее всего, связаны с неоднородностью облучения кристалла ИС, и, как следствие, с изменением при повороте кристалла ИС интенсивности ЛИ, падающего на наиболее чувствительные области.
Под когерентностью обычно понимают синфазность (пространственная когерентность) и синхронность (временная когерентность) вынужденного оптического излучения, состоящего из большого количества отдельных мод (типов волн электромагнитного излучения). Когерентность есть обязательное условие ЛИ, и именно она придает ему специфические особенности - направленность и крайне низкую расходимость лазерного пучка, а также возможность проявления интерференции между отдельными его частями.
Для разрушения когерентности в оптике часто используют стеклянную пластинку, имеющую на одной из поверхностей микрорельеф с характерным размером порядка нескольких длин волн излучения. Такая пластинка за счет переменной толщины вносит в плоскую волну непостоянный по поперечному сечению фазовый сдвиг, приводящий к нарушению условия синфазности (произойдет декогеренция), что существенно снизит контрастность интерференционной картины после прохождения через оптически неоднородную квазипериодическую структуру в приповерхностном слое ИС.
Следует отметить, что в общем случае угол падения излучения на пластинку также становится непостоянным по сечению, что в результате увеличивает расходимость пучка на выходе из пластинки. Поэтому в нашем случае для минимизации потерь на рассеяние облучаемая ИС должна быть помещена как можно ближе к пластинке (см. рисунок 66).
