费武雄 陆 妩 任迪远 郑玉展 王义元 陈 睿王志宽 杨永晖 李茂顺 兰 博 崔江维 赵 云

1（中国科学院新疆理化技术研究所 乌鲁木齐 830011）

2（新疆电子信息材料与器件重点实验室 乌鲁木齐 830011）

3（中国科学院研究生院 北京 100049）

4（集成电路国家重点实验室 重庆 400060）

1991年Enlow等[1]发现，某些双极器件具有低剂量率损伤增强效应(Enhanced Low Dose Rate Sensitivity，ELDRS)。对于双极晶体管，其ELDRS效应表现为低剂量率时的电流增益退化远高于高剂量率[1–9]。在空间辐射环境中，辐照总剂量的累积较为缓慢，其典型剂量率为 10–6–10–4Gy(Si)/s，则ELDRS效应会危及运行于太空的电子学系统的可靠性，其使用寿命会大为缩短。

卫星等空间飞行器中，部分电路处于工作状态，部分电路处于备用状态。不同状态下，双极晶体管在低剂量率下电离辐照损伤程度是否相同，这值得研究。国内外对不同偏置条件下双极晶体管电离辐照效应的研究还不多见，Perhenkov V S等[5]研究了最低剂量率为1 mGy(SiO2)/s的ELDRS，发现零偏置损伤最大。由于双极器件的电离辐照效应与器件的类型、制造工艺等有密切的关系，且我国的双极晶体管的制造工艺与国外有一定差异，国外实验结果不一定适合我国的双极器件，有必要对国产双极器件进行系列性的实验研究。

为了获得更接近太空实际剂量率时的实验数据，本文在0.13 mGy(Si)/s的剂量率下对国产NPN双极晶体管进行了不同工作状态下的电离辐照效应研究。

1 材料和方法

实验样品为集成电路国家重点实验室提供的国产NPN双极晶体管。辐照在中国科学院新疆理化技术研究所的60Co γ源上进行。辐照总剂量为 1000 Gy(Si)，辐照剂量率为0.13 mGy(Si)/s。实验样品放置于铅铝屏蔽盒(根据美军标准制作)内，以消除低能散射的影响，防止剂量增强效应的发生。

样品辐照时的偏置分为三种：基-射结反向偏置、零偏置及正向偏置。双极晶体管采用 HP4142半导体参数分析仪测试，测试参数为：双极晶体管基极电流(IB)、集电极电流(IC)和电流增益(β=IC/IB)。辐照和参数测量均在室温下进行，每次参数测试都在辐照或退火后20 min内完成。

2 结果与讨论

图1为低剂量率辐照至不同总剂量的双极晶体管基极电流(IB)、集电极电流(IC)和电流增益(β=IC/IB)随基射结电压VBE的变化。NPN双极晶体管的IB随辐照剂量逐渐增加，而IC几乎保持不变，这表明β=IC/IB随剂量累积而持续降低。

图2、图3分别为NPN双极晶体管低剂量率辐照后归一化电流增益(β/β0，β0为辐照前的增益)和过剩基极电流(∆IB)随辐照总剂量的变化规律。图中所有数据均是在基-射结电压为0.6 V时测得。由图2，三种不同偏置下，NPN双极晶体管的电流增益差异很大，反向偏置时，电流增益衰减程度最大；零偏次之；正偏最小。由图3，反向偏置下，NPN双极晶体的过剩基极电流最大；而零偏次之，正偏时过剩基极电流最小。

图1 不同总剂量下的基极电流(IB)、集电极电流(IC)和电流增益(β=IC/IB)Fig.1 Base current (IB), collector current (IC) and the gain (β=IC/IB) of the NPN bipolar transistor irradiated to different total doses.

图2 不同偏置下，归一化电流增益随总剂量的变化Fig.2 Normalized gain vs dose, under different biases.

图3 不同偏置下，归一化电流增益随总剂量的变化Fig.3 Excess base current vs dose, under different biases.

NPN双极晶体管辐照后电流增益的衰减，主要因出现过剩基极电流而致，且 ∆IB越大，电流增益退化越显著。大量研究表明[2–5,7–9]，NPN 双极晶体管过量基极电流的出现缘于表面复合电流和耗尽层复合电流增加。基区上方氧化层中的辐射感生净正电荷的积累使P型基区表面耗尽，并与PN结空间电荷层连接起来，增加了耗尽层的总体积，从而使耗尽层复合电流增加。Si-SiO2界面处辐射感生界面态(特别是位于禁带中心附近的界面态)作为额外的复合中心，增加了表面复合速率，增大了表面复合电流。因此，对于NPN双极晶体管，辐照感生净正氧化物电荷和界面缺陷越多，过剩基极电流越大，电流增益衰减越显著。

不同偏置条件下 NPN晶体管的过剩基极电流大小不同和电流增益衰减程度不同，是由于不同偏置条件下氧化层内的电场不同，影响了净正氧化物电荷的积累和界面态的产生。不同偏置下氧化层内电场的差异主要表现为：(1) 边缘电场的方向相同，大小不同；(2) 外加电场的大小方向均相异。下文就其对晶体管的电离辐照损伤的影响分别予以讨论。

首先是边缘电场的影响。双极晶体管的基-射结上方覆盖的氧化层中的边缘电场来源于基-射结(PN结)的内建空间电场，方向由N区指向P区。基-射结反向偏置将会增大基-射结的内建电场，从而增强氧化层中的边缘电场。同理，基-射结正向偏置将降低氧化层中的边缘电场。边缘电场模型[5]认为，基-射结上方的SiO2层内的电场是由边缘电场决定的。边缘电场的示意图如图4所示，不同偏置下其方向相同，大小不同。电离辐射会在晶体管的氧化层内产生大量的电子-空穴对，其中一部分会在极短的时间内原对复合留在产生地，而另一部分将在边缘电场的作用下分离，并向相反的方向移动。由于室温下，电子在SiO2内的迁移率是空穴迁移率的百万倍[2]，因此电子向发射区表面移动并很快漂移出氧化层；而空穴则缓慢地向基区表面方向移动，最后被空穴陷阱俘获，其中一部分被靠近界面的深陷阱俘获，成为净正氧化物电荷。另外，空穴在输运的过程中释放出质子(H+)，质子通过漂移扩散输运到Si-SiO2界面并在界面处与硅-氢钝化键发生反应生成界面态[3,6–8]。

图4 边缘电场示意图Fig.4 The schematic of fringing field.

与基-射结零偏置相比，基-射结反向偏置时，边缘电场将得到增强。由于在室温下，空穴的逃逸额(即逃脱最初复合的空穴数量)随着氧化物电场的增加而迅速增大。因此，边缘电场的增强增加了空穴的逃逸额，同时也增加了空穴在输运过程中所释放的质子(H+)数量。另外，边缘电场的增强将会加快电子空穴及质子的输运。所以反向偏置时，氧化层内有更多的正电荷(包括空穴和质子)沿电场方向输运到Si-SiO2界面，或被深陷阱俘获，或发生反应生成界面缺陷。

同样与基-射结零偏置相比，基-射结正向偏置时，边缘电场将被减弱。边缘电场的减小将会降低空穴的逃逸额和质子浓度。因此，和零偏置相比，空穴逃逸额的降低，沿电场输运到Si-SiO2界面的正电荷将减少，其体内的净正氧化物电荷和界面缺陷均减少。

从研究分析可见，仅就边缘电场的影响而言，NPN双极晶体管的基区表面氧化层内净正氧化物电荷浓度和界面缺陷浓度的大小顺序均如下：反偏>零偏>正偏。

另外分析外加电场对辐射感生净正氧化电荷的积累及界面缺陷产生的影响。

图5为正向偏置和反向偏置的外加电场示意图。正偏和反偏时外加电场的方向不同，但大小相同。正偏时，外加电场指向基区表面，有利于正电荷向界面的运输；而反偏时，外加电场反向，因此将阻碍正电荷向界面的运输。因此，同反偏相比，在外加电场的作用下，正偏时基区表面氧化层内净正氧化电荷浓度和界面缺陷浓度均要大于反偏。

图5 外加电场示意图，a) 正向偏置，b) 反向偏置Fig.5 Schematic illustration of external electric fields under different bias.

综上所述分析，同一偏置下，外加电场与由外加电压所改变的边缘电场属竞争关系。如反向偏置时，边缘电场的加强将有利于氧化层内净正氧化物电荷的积累和界面处界面缺陷的产生，使器件的辐照损伤增强；而外加电场的出现阻碍了正电荷的输运，不利于氧化层内净正氧化物电荷的积累和界面处界面缺陷的产生，将使器件的辐照损伤减弱。实验结果表明，不同的偏置条件对国产双极晶体管的电离辐射效应的影响，边缘电场占主要作用，外加电场由于双极晶体管的氧化层厚度较大，其影响比较小。因此，可以得出主要由于边缘电场的作用，过剩基极电流增加幅度和归一化电流衰减程度为反偏时最大，零偏次之，正偏最小。

3 结论

通过上述研究分析，可以得出以下结论：

(1) 低剂量率下，不同偏置对NPN管的电离损伤的影响明显不同。基-射结反向偏置时，NPN晶体管的过剩基极电流最大，电流增益衰减最为显著；零偏次之；正向偏置损伤最小。

(2) 偏置对低剂量率辐照损伤影响很明显的原因主要是由于不同偏置条件下的边缘电场大小不同所引起的：边缘电场的大小不同，导致界面处积累的正电荷(包括空穴和质子)数目不同，因此，不同偏置条件下氧化层内的净正氧化物电荷和界面态的浓度不同。实验结果证实了氧化层中的电场对双极器件电离辐照效应存在显著影响。

1 En1ow E W, Pease R L, Combs W E,et al. IEEE Trans Nucl Sci, 1991, 38(6): l342–135l

2 Graves R J, Cirba C R, Schrimpf R D,et al. IEEE Trans Nucl Sci, 1998, 45(6): 2352–2360

3 Witczak S C, Member, IEEE, Lacoe R C,et al. IEEE Trans Nucl Sci, 1998, 45(6): 2339–2352

4 Fleetwood D M, Kosier S L, Nowin R N,et al. IEEE Trans Nucl Sci, 1994, 41(6): 1871–1894

5 Perhenkov V S, Maslov V B, Cherepko S V,et al. IEEE Trans Nucl Sci, 1997, 44(6): 1840–1849

6 Boch J, Saigne F, Touboul A D,et al. American Institute of Physics, 2006, 88(23): 232113.1–232113.3

7 陆 妩, 余学锋, 任迪远, 等. 核技术, 2005, 28(12):925–928 LU Wu, YU Xuefeng, REN Diyuan,et al. Nucl Tech,2005, 28(12): 925–928

8 Rashkeev S N, Cirba C R, Fleetwood D M,et al. IEEE Trans Nucl Sci, 2002, 49(6): 2650–2655

9 Schmidt D M, Fleetwood M, Schrimpf R D,et al. IEEE Trans Nucl Sci, 1995, 42(6): 1541–1549