УДК 539.1.043:621.3.049.77 ОсОбеннОсти Оценки ... · 2018. 7. 31. · №...

24 КОСМИЧЕСКАЯ ТЕХНИКА И ТЕХНОЛОГИИ № 3(18)/2017

Анохин М.В., Галкин В.И., Морозов О.В., Сазонов В.В.

Обсуждается альтернатива традиционному дозовому подходу к оценке радиационной стойкости электронной аппаратуры космических аппаратов, основанная на использо-вании в качестве параметров-критериев спектров плотностей энерговыделений. Дается физическое обоснование возможности радиационных испытаний электроники с помощью компактных изотопных источников. Новый подход представляет собой не только метод испытания электроники на радиационную стойкость, он позволяет выстроить цельную систему мониторинга радиационной опасности, исследования стойкости электронных компонентов и оптимизации компоновки создаваемой электронной аппаратуры, опи-рающуюся на лабораторный и натурный эксперименты и детальное статистическое моделирование. Использование такой системы позволит существенно улучшить про-гноз радиационной опасности за счет использования более адекватных физических моде-лей радиационных эффектов и данных оперативного радиационного мониторинга in situ и при этом даст возможность разработчикам и пользователям аппаратуры участвовать в испытаниях или даже проводить их самостоятельно. Переход на предлагаемую систему позволит существенно расширить перечень электронной компонентной базы, разрешен- ной для применения в космической технике.

Ключевые слова: радиационная стойкость, спектр плотностей энерговыделений, стати-стическое моделирование.

1НИИ ядерной физики имени Д.В. Скобельцына МГУ имени М.В. Ломоносова (НИИЯФ МГУ)Ленинские горы, д. 1, стр. 2, ГСП-1, г. Москва, РФ, 119991, e-mail: [email protected]

2Физический факультет МГУ имени М.В. ЛомоносоваЛенинские горы, д. 1, стр. 2, МГУ имени М.В. Ломоносова,

физический факультет, ГСП-1, г. Москва, РФ, 119991, e-mail: [email protected]

3Факультет вычислительной математики и кибернетики МГУ имени М.В. ЛомоносоваЛенинские горы, МГУ имени М.В. Ломоносова,

2-й учебный корпус, факультет ВМК, ГСП-1, г. Москва, РФ, 119991, e-mail: [email protected]

УДК 539.1.043:621.3.049.77

ОсОбеннОсти Оценки радиациОннОй стОйкОсти

кОсмическОй микрО- и нанОэлектрОники

© 2017 г. анохин м.В.1, Галкин В.и.1, 2, морозов О.В.3, сазонов В.В.3

SPECIAL ASPECTS OF RADIATION HARDNESS ASSESSMENT

OF SPACE MICRO- AND NANO-ELECTRONICS

Anokhin M.V.1, Galkin V.I.1, 2, Morozov O.V.3, Sazonov V.V.3

1Skobetsyn Institute of Nuclear Physics of Lomonosov Moscow State University (SINP MSU)1/2 Leninskie gory, GSP-1, Moscow, 119991, Russian Federation, e-mail: [email protected]

2Faculty of Physics of Lomonosov Moscow State University1/2 Leninskie gory, Lomonosov Moscow State University, Faculty of Physics, GSP-1, Moscow, 119991,

Russian Federation, e-mail: [email protected]

3Faculty of Computational Mathematics and Cybernetics of Lomonosov Moscow State UniversityLeninskie Gory, Lomonosov Moscow State University, 2nd Education Building, Faculty CMC,

GSP-1, Moscow, 119991, Russian Federation, e-mail: [email protected]

The paper discusses an alternative to the conventional dosage-based approach to the evaluation of radiation hardness of electronic hardware for spacecraft, which is based on using energy release density spectra as the criterial parameter. The paper presents physical underpinnings of the feasibility

25№ 3(18)/2017 КОСМИЧЕСКАЯ ТЕХНИКА И ТЕХНОЛОГИИ

ОСОбЕННОСТИ ОцЕНКИ рАдИАцИОННОй СТОйКОСТИ

of radiation tests for electronic equipment using compact isotopic sources. The new approach is not just a method of testing electronic equipment for radiation hardness, it also enables establishing an integral system for radiation hazard monitoring, studying radiation hardness of electronic components and optimizing the geometry of newly-designed electronic hardware, which draws upon lab-based and ield experiments and detailed Monte Carlo simulations. The use of such system will make it possible to signiicantly improve radiation hazard predictions through the use of more adequate physical models of radiation efects and data from real-time in situ radiation monitoring, while providing hardware designers and users with an opportunity to take part in the tests or even conduct them by themselves. The adoption of the proposed system will permit to signiicantly expand the list of electronic components allowed for use in space hardware.

Key words: radiation hardness, energy release spectrum density, Monte Carlo simulation.

анОхин м.В. мОрОзОВ О.В. сазОнОВ В.В.

АНОХИН Михаил Всеволодович — кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник НИИЯФ МГУ, e-mail: [email protected] Mikhail Vsevolodovich — Senior research scientist of SinP MSU, e-mail: [email protected]

ГАЛКИН Владимир Игоревич — доктор физико-математических наук, доцент, профессор физиче-ского факультета МГУ, ведущий научный сотрудник НИИЯФ МГУ, e-mail: [email protected] Vladimir igorevich — Professor of faculty of Physics of MSU, lead research scientist of SinP MSU, e-mail: [email protected]

МОРОЗОВ Олег Вячеславович — кандидат физико-математических наук, научный сотрудник факультета вычислительной математики и кибернетики МГУ, e-mail: [email protected] oleg Vyacheslavovich — Senior research scientist of faculty of Computational Mathematics and Cybernetics of MSU, e-mail: [email protected]

САЗОНОВ Василий Викторович — кандидат физико-математических наук, доцент факультета вычислительной математики и кибернетики МГУ, e-mail: [email protected] Vasiliy Viktorovich — Associate Professor of faculty of Computational Mathematics and Cybernetics of MSU, e-mail: [email protected]

Введение

Простые оценки показывают, что в треке одиночного тяжелого иона перед останов-кой формируется локальная доза энергии более 107 рад. При этом объемная плотность мощности при остановке иона кремния в кремнии в области пика Брэгга состав-ляет 1012 Вт/см3. Для сравнения, объемная плотность мощности при взрыве динамита 5·108 Вт/см3, объемная плотность мощно-сти теплового процесса ядерного взрыва — 1014 Вт/см3. Релаксация такого возбуждения

может приводить к необычным структур-ным, фазовым и химическим превращениям облучаемого вещества в ближней окрест-ности траектории иона.

Результаты исследований в этом на- правлении [1] позволяют уже в настоящее время прийти к пониманию ряда практи-ческих вопросов, связанных с определени-ем сроков активного функционирования микро- и наноэлектроники в поле иони-зирующих частиц (ИЧ), создаваемом кос-мическими лучами в космических аппа- ратах (КА).

Галкин В.и.



Настоящая работа обращает внимание на тот факт, что частота одиночных событий нештатной работы микроэлектронных эле-ментов во время эксплуатации на КА суще- ственно меньше, чем ее оценка при наземной отработке на существующих моделирующих стендах. Как следствие, применяемые мето- ды испытаний и оценок стойкости элект-роники в полях ионизирующих излучений (ИИ) в настоящее время приводят зачастую к ложноотрицательным заключениям о при-менимости электронных комплектующих в космических приборах. Основная причина ошибочной оценки радиационной стойкости по ныне действующим методикам заклю-чается в процедуре использования макро- дозиметрического критериального параме-тра — «полная доза».

Параметр «доза» в свое время был введен для применения в дозиметрии при оценке воздействия ядерного взрыва. В связи с тем, что размеры чувствительных объемов микро- электроники теперь сопоставимы с диаме-тром трека ИЧ, становится целесообразным использовать нанодозиметрические крите-рии оценки поля ИЧ.

Сопоставление микродозиметрических характеристик поля ИЧ на КА с соответ-ствующими параметрами ряда изотопных источников показывает, что характерные плотности энерговыделения в реальных чувствительных объемах могут быть вос-произведены на относительно несложных и недорогих испытательных стендах на базе изотопных источников. Такой подход поз-волит сократить вероятность выхода ложно- отрицательных заключений, и, соответ-ственно, существенно расширить перечень применяемых комплектующих.

недостатки традиционного подхода

Традиционно степень воздействия ИИ на среду описывают поглощенной дозой — коли- чеством поглощенной некоторым объемом среды энергии излучения, отнесенным к массе вещества в этом объеме. Описание это явля-ется макроскопическим, пока геометрические размеры рассматриваемого объема существен-но превосходят размеры треков частиц, оста-вивших в нем энергию. Макроскопический дозовый подход сложился десятилетия назад, когда сомнений в его применимости к аппара-туре не возникало в силу характерных для того времени размеров функциональных элементов электронных приборов (ЭП). Современный уровень интеграции полупроводниковых при-боров дает все основания для таких сомнений.

Распределение поглощенной энергии внутри объема облучаемой среды зависит от масштабов рассмотрения. При обычном макроскопическом рассмотрении произ-водится усреднение воздействия излуче-ния по всему объему и по значительному временн́му интервалу. В этом случае детали распределения полностью теряются, воздей-ствие излучения характеризуется только од-ним числом — дозой за временн́й интервал. Другая крайность — рассмотрение в геоме-трических и временн́х масштабах, соответ-ствующих треку одной ИЧ. При этом ока-зывается, что распределение поглощенной энергии (плотности поглощенной энергии, плотности дозы и т. п.) как вдоль, так и попе-рек трека оказывается вовсе не однородным.

Основы альтернативного подхода

Рассмотрим современное представление о геометрических и временн́х масштабах воз-действия космического излучения на веще-ство. Для определенности будем говорить о за-ряженных частицах с энергиями 1 кэВ…1 ГэВ, поскольку их много в космическом простран-стве и они эффективно теряют энергию на ио-низацию среды. К тому же, гамма-кванты и нейтроны воздействуют на среду в основном через вторичные заряженные частицы, являю-щиеся результатом взаимодействий нейтра-лов. Ультрарелятивистская (т. е. имеющая ско-рость, практически совпадающую со скоростью света в вакууме) частица пролетает почти 300 мм за 1 нс, 300 мкм — за 1 пс и 300 нм — за 1 фс. Для нерелятивистской частицы ско-рость v связана с кинетической энергией T про-стым соотношением v = c 2T/m , где m — масса покоя частицы.

Для протона с кинетической энергией 5 МэВ получаем v = 0,1 c (c — скорость све-та), т. е. он проходит 300 нм за 10 фс. Это означает, что собственно процесс прохож-дения частицы через полупроводниковый прибор толщиной ~100 мкм происходит за десятки пикосекунд. Результатом пролета частицы является делокализация и нагрев электронов среды в окрестности траектории с последующим нагревом решетки материа-ла [2, 3]. За время порядка нескольких пикосекунд происходит формирование тре-ка частицы — области радиусом в несколько нанометров, в которой установлено тепло-вое равновесие как системы делокализован-ных электронов, так и решетки.

В зависимости от плотности выделенной энергии возможны различные последствия прохождения частицы через вещество —



от вр́менных изменений проводимости до перестройки структуры решетки. Плотность энерговыделения флуктуирует вдоль трека отдельной частицы-снаряда, причем чем меньше масштаб усреднения плотности, тем больше флуктуации, т. е. тем шире спектр плотностей линейного поглощения энергии.

На рис. 1 приведены результаты моде-лирования распространения альфа-частиц с начальной кинетической энергией 1 МэВ в кремнии. Для расчетов был использован пакет GEANT4.10.01 [4]. Всего было смодели-ровано 10 000 траекторий. Частицы-снаряды начинали движение в центре кремниевого куба размером 10×10×10 мкм и двигались до остановки. Траектория каждой частицы про- слеживалась в трех координатах с геометриче-ским шагом 1 нм, энерговыделение на каждом шаге записывалось. Энерговыделению присваи-вались координаты конечной точки шага. В даль-нейшем энерговыделения были спроецированы

на направление первоначального движения частицы-снаряда (ось Z) и просуммированы на сетках с тремя различными шагами — 10, 100 и 1 000 нм. Затем энерговыделение в каж-дом бине каждой сетки для каждой частицы делилось на ширину бина сетки (шага сетки), что давало линейную плотность энерговыделе-ния с соответствующим масштабом усредне- ния. На рис. 1, а, б, в приведены спектры линей- ных плотностей энерговыделений для шагов 10, 100 и 1 000 нм, соответственно. На рис. 1, г показаны усредненные по всем траекториям зависимости линейной плотности энерговыде-лений от Z для разных масштабов усреднения, полученные следующим образом: энерговы-деления были просуммированы на каждой из трех сеток по всем траекториям и затем поде- лены на длину шага сетки. Такой способ полу-чения средних зависимостей линейной плот-ности энерговыделений от Z приближает их к кривым линейной передачи энергии (ЛПЭ).

Рис. 1. Результаты моделирования распространения альфа-частиц с энергией 1 МэВ в кремнии: а — спектр плотностей энерго- выделений (СПЭ) с масштабом усреднения 10 нм, среднее значение плотности 0,292 кэВ/нм, среднеквадратичное отклонение 0,125 кэВ/нм; б — СПЭ с масштабом усреднения 100 нм, среднее значение плотности 0,289 кэВ/нм, среднеквадратичное отклонение 0,097 кэВ/нм; в — СПЭ с масштабом усреднения 1 000 нм, среднее значение плотности 0,251 кэВ/нм, среднеквадратичное отклонение 0,122 кэВ/нм; г — зависимости линейной передачи энергии от Z-координаты для разных масштабов усреднения: — 10 нм, ▼ — 100 нм, ▲ — 1 000 нм



Рис. 1, а, б, в подтверждает сделанное выше утверждение о расширении спектра плотно-стей энерговыделений (СПЭ) с уменьшением масштаба усреднения: если при шаге сетки 1 000 нм максимальная плотность энерговыде-лений (правая граница спектра) достигает при-мерно 0,7 кэВ/нм, то при шаге 100 нм она уже превышает 2 кэВ/нм, а при шаге 10 нм состав-ляет примерно 6 кэВ/нм. При этом средняя линейная плотность энерговыделений (ЛПЭ, рис. 1, г) с хорошей точностью не зависит от масштаба усреднения.

Иными словами, ЛПЭ как средняя харак-теристика не содержит информации о флук-туациях, а именно — большие флуктуации плотности энерговыделений представляют опасность для ЭП с высокой степенью инте-грации (т. е. с малыми размерами функцио-нальных элементов).

Сказанное выше означает, что даже после прохождения одной заряженной частицы малый функциональный элемент прибора размером порядка десятков нанометров мо-жет получить большую поглощенную дозу, способную повлиять на его работу. Таким образом, макроскопическое рассмотрение, т. е. рассмотрение с масштабом усреднения, значительно превышающим характерный размер функционального элемента прибора, может привести к неправильному заключе-нию относительно радиационной безопас-ности прибора. Если ориентироваться на макроскопическую дозу и даже на ЛПЭ, раз-меры флуктуаций не видны, что неминуемо приводит к недооценке опасности. Попытка скомпенсировать незнание флуктуаций (вы-соких локальных мгновенных доз) введени-ем некоторого постоянного коэффициента, имеющего смысл запаса прочности, может привести к переоценке радиационной опас-ности (РО), поскольку такой коэффициент должен зависеть от расположения рассма-триваемого прибора в КА, характеристик источника ИИ, режима работы прибора и т. п.

Следовательно, для получения корректной оценки РО требуется статистический подход, основанный на статистическом моделирова-нии прохождения излучения через конструк-ции КА. В радиационной терапии расчеты радиационного воздействия по Монте-Карло используются уже давно и дают хорошие результаты. В случае оценки радиацион-ной безопасности космической электроники проблема имеет характерные особенности:

• источники излучения могут непред-сказуемо менять характеристики во времени и пространстве, и измерение этих характе-ристик представляет проблему;

• чувствительные элементы аппарату-ры имеют малые (нано) масштабы;

• для оценки вероятности тех или иных повреждений конкретных ЭП в различных радиационных условиях нужно иметь воз-можность воспроизвести эти радиационные условия в лаборатории.

Рассмотрим последовательно пути реше-ния этих проблем.

как сравнивать источники ионизирующих излучений с точки зрения радиационных воздействий на электронные приборы?

Ответ на этот вопрос прост и естестве-нен: поскольку, как мы выяснили, нас пре-жде всего интересуют СПЭ, именно по этим характеристикам имеет смысл сопоставлять внешние источники, создающие радиаци-онные поля внутри КА. Энергетические спектры и состав излучений вне КА, являясь причиной СПЭ, не важны для нас с точки зрения радиационной безопасности ЭП, если мы знаем СПЭ внутри этих приборов. Таким образом, остается понять, как полу-чить СПЭ, причем с характерными масшта-бами усреднения.

как оценивать радиационные воздействия в наномасштабах?

Обычные детекторы ИИ с точки зрения обсуждаемых проблем имеют макромасшта-бы. Однако, существуют и широко исполь-зуются такие полупроводниковые приборы, как ПЗС- и КМОП-матрицы, по существу представляющие собой двумерные наборы полупроводниковых детекторов микрометри-ческих размеров. Они уже широко исполь-зуются как трековые/вершинные детекторы в физике высоких энергий и космической физике. Мы уже использовали их для оцен-ки СПЭ как в лабораторных условиях, так и в спутниковых экспериментах [5]. Оста-лось перевести СПЭ, непосредственно из-меренный в микромасштабах, в СПЭ в на-номасштабах. Такое преобразование должно опираться на результаты статистического моделирования. Пример такого расчета был приведен на рис. 1, а, б, в.

Существующие ПЗС-матрицы в основ-ном создаются как фотосенсоры, что опре-деляет микронные размеры их ячеек. Ес-тественно предположить, что потребности мониторинга РО приведут к разработке спе-циальных матриц новых типов с меньши-ми размерами ячеек, с различными форма-ми и размерами чувствительных областей,



с удобным для радиационного мониторинга электронным интерфейсом.

Нельзя не упомянуть и о более деше-вой альтернативе специальным матрицам: в принципе, в качестве сенсора можно ис-пользовать хорошо изученную микросхему подходящей степени интеграции, установ-ленную вблизи охраняемого ЭП. Правда, отклик такого сенсора на радиационное воз-действие, скорее всего, будет более слож-ным, чем показания стандартной матрицы, что ставит под сомнение выгоду от его ис-пользования.

как отслеживать характеристики ионизирующих излучений in situ?

Ответ на этот вопрос фактически уже был дан выше: сенсор СПЭ следует раз-мещать вблизи электронных компонен-тов, радиационная безопасность которых контролируется. Термин «вблизи» должен быть определен для конкретных компоновки и состава аппаратуры, поскольку это влия-ет на распространение излучения. В любом случае, задача мониторинга требует стати-стического моделирования прохождения излучения через КА.

можно ли воспроизвести космические радиационные поля в лаборатории?

Сертификация ЭП на радиационную стойкость в традиционном дозовом подходе в настоящее время производится на ускори-телях заряженных частиц и рентгеновских установках по методикам, недоступным соз-дателям аппаратуры. Это делает процесс сертификации закрытым, субъективным и дорогим. В случае использования микро-скопического подхода, точнее, подхода СПЭ, такая отстраненность разработчика и поль-зователя аппаратуры от процесса изучения ее радиационной стойкости оказывается крайне нежелательной, если вообще возмож-ной. Четверть века назад введен и ныне дейст-вует документ отрасли РД 50-25645.217-90 [7]. Он регламентирует методики расчета ми-кродозиметрических характеристик косми-ческих излучений для обеспечения радиа-ционной безопасности экипажа КА. За это время существенно уточнились теорети-ческие представления о процессах в треке и физике релаксации экстремального состоя-ния вещества в керне трека. Настала насущ-ная необходимость разработки аналогичного документа для обеспечения стойкости кос-мической наноэлектроники.

Имеется возможность удешевить и при- близить к разработчику как процесс традици-онной сертификации ЭП на радиационную стойкость, так и более индивидуальный про-цесс изучения их отклика в рамках подхода СПЭ. Возможность эта связана с использо-ванием компактных источников нейтронов на паре Pu–Be. Pu–Be-источники исполь-зуют альфа-частицы от распада плутония, которые в результате ядерной реакции (α, n) на бериллии производят нейтроны, имеющие сплошной спектр кинетических энергий от 0,1 до 12 МэВ с максимумом в районе 3–5 МэВ. Нейтроны таких энергий обладают большой проникающей способностью и испытывают, в основном, упругие взаимодействия, резуль-татом которых являются ядра отдачи — ядра среды, выбитые из своего законного места в кристаллической решетке и получившие кинетическую энергию, достаточную для ионизации среды. На рис. 2, а, б показаны спектры кинетических энергий ядер отдачи, производимые пучком нейтронов с кинетиче-скими энергиями 5 и 10 МэВ, соответственно.

Рис. 2. Энергетические спектры ядер 28Si, 29Si и 30Si, выбитых из решетки кристалла кремния нейтронами с кинетическими энергиями 5 МэВ (а) и 10 МэВ (б)



Посмотрим теперь на СПЭ, создаваемые в кремнии этими ядрами отдачи. Для энер-гии 600 кэВ, представленной в обоих спек-трах на рис. 2, а, б, получаем набор СПЭ и кривую ЛПЭ, показанные на рис. 3. Форма спектра с масштабом усреднения 1 000 нм (рис. 3, в) отличается от аналогичного спект- ра на рис. 1, в формой, средним значением, вариацией, но не диапазоном плотностей

энерговыделений. Спектры с масштабами усреднения 10 и 100 нм (рис. 3, а, б) похо-жи по форме на спектры рис. 1, а, б, но име- ют существенно более длинные хвосты, что гарантирует нам получение высоких плот-ностей энерговыделений, вплоть до ~20 и ~6 кэВ/нм, соответственно. Таких плотностей не было в СПЭ альфа-частиц, но они могут встретиться в спектрах более тяжелых ионов.

Рис. 3. Результаты моделирования распространения ядер кремния с энергией 0,6 МэВ в кремнии: СПЭ с масштабами усреднения 10 нм (а), 100 нм (б) и 1000 нм (в); г — зависимости линейной передачи энергии от Z-координаты для разных масштабов усреднения (обозначения такие же, как на рис. 1, г)

В спектре на рис. 2, б представлены и ядра отдачи б́льших энергий, способные создать еще б́льшие плотности энерго- выделений. Это подтверждает рис. 4, даю- щий СПЭ для тех же трех масштабов усреднения и кривую ЛПЭ для ионов крем-ния с кинетической энергией 1,2 МэВ. В этом случае СПЭ имеют еще б́льшие диапазоны плотностей энерговыделений, что демонстрирует серьезный потенциал Pu–Be-источников с точки зрения воспро- изведения СПЭ, возникающих в действую-щей космической аппаратуре.

Почему мы подчеркиваем именно воз-можности создания высоких плотностей энерговыделений в лабораторных условиях с помощью Pu–Be-источников? В рамках изложенных выше представлений о процессе формирования трека естественно предпо-ложить, что именно возникновение больших плотностей энерговыделений является при-чиной одиночных событий в ЭП высокой степени интеграции. Сечения одиночных со-бытий обычно представляют в зависимости от остаточного заряда (т. е. от количества электронно-дырочных пар, остающихся по



окончании формирования трека и доступ-ных для непосредственного измерения), причем зависимость эта носит пороговый характер: сечение резко нарастает при пре-вышении остаточным зарядом некоторого критического значения («критического за-ряда»), характерного для данной техноло-гии производства и/или данного типа ЭП. Остаточный заряд сильно коррелирован с плотностью энерговыделения, что позволя-ет говорить о критической плотности энерго- выделения наряду с критическим зарядом.

Таким образом, возможность изучать в лаборатории реакцию электронных при-боров на поток излучения контролируемого качества трудно переоценить. Для контроля спектра плотностей энерговыделений в лабо-раторных условиях имеет смысл использовать те же сенсоры (ПЗС-матрицы, специальные матрицы и т. п.), что и в космических усло-виях. Это позволяет сравнивать космические и лабораторные радиационные воздействия и воспроизводить в лаборатории происходя-щее в космосе.

Рис. 4. Результаты моделирования распространения ядер кремния с энергией 1,2 МэВ в кремнии: СПЭ с масштабами усреднения 10 нм (а), 100 нм (б) и 1 000 нм (в); г — зависимости линейной передачи энергии от Z-координаты для разных масштабов усреднения (обозначения такие же, как на рис. 1, г)

Проблема воспроизведения СПЭ с помо-щью компактных нейтронных источников не столь проста, как может показаться из сказан-ного выше. Она включает технологические и вычислительные аспекты, причем для статистического моделирования требуются значительные вычислительные мощности и специальное матобеспечение. Вместе

с тем, предлагаемый подход обладает зна-чительной гибкостью и позволяет разра-ботчикам и пользователям участвовать в обеспечении радиационной стойкости соз-даваемой/используемой аппаратуры, не тре-буя значительных материальных затрат.

Отменяет ли предлагаемый подход СПЭ традиционный дозовый макроподход? Нет,



соотношения двух подходов более сложные. Традиционный подход остается актуальным для многих приложений, предполагающих высокие интенсивности излучений и ис-пользование массивных ЭП, не подвержен-ных тонким локальным эффектам. Пред- лагаемый подход объективно лучше соот- ветствует проблеме радиационной защиты ЭП в космических условиях. Компактные источники нейтронов можно использовать и для дозовых тестов, хотя скорость набора дозы неминуемо будет меньше, чем в уско-рительных пучках, из-за относительно не-большой интенсивности потока нейтронов. Важно и то, что эти источники дают суще-ственный поток рентгеновского и гамма- излучения (большой диапазон коэффициента качества при испытании на полную дозу). Идеологию СПЭ лучше всего использо-вать в комплексе: сенсоры СПЭ (например, ПЗС-матрицы), установленные на функци-онирующих бортах, позволят осуществлять глобальный мониторинг РО. Эту информа-цию можно использовать как оперативно — для предотвращения выхода из строя ценной аппаратуры на основании ранее проведен-ных лабораторных измерений и расчетов, так и при разработке новой аппаратуры.

Переход к работе в парадигме СПЭ озна-чает изменение роли и ответственности раз-работчиков и пользователей электронной аппаратуры, поскольку реальный эффект от применения более адекватных физических моделей может быть получен только при соз-нательном использовании новых возможно-стей. Требуется также перестройка норматив-ной базы, чтобы разработчики имели права выполнять те функции, которые в настоящее время им недоступны.

заключение

1. Корректный расчет СПЭ возможен только в рамках полного статистического (Монте-Карло) моделирования прохожде-ния излучения через конструкции рассма-триваемой аппаратуры (или ткани живого организма). При этом возможно получение СПЭ на геометрических масштабах функ-циональных элементов приборов.

2. Измерение спектров плотностей на масштабах функциональных элементов мо-жет оказаться невозможным для наномас-штабов. Однако, использование ПЗС-матриц с микронными размерами пикселов обеспе-чивает измерение спектров на этих масшта- бах, а переход к спектрам на наномасштабах от спектров на микромасштабах может быть

произведен расчетным путем и, отчасти, экстраполяцией.

3. СПЭ непосредственно связан с веро-ятностями одиночных событий в ЭП.

4. Оценку радиационной стойкости ЭП можно проводить в наземных условиях с помощью Pu–Be нейтронного источника. Воспроизведение существующего в косми-ческом пространстве СПЭ в лабораторных условиях можно контролировать с помощью ПЗС-монитора: СПЭ в ПЗС-матрице в кос-мосе и лаборатории должны быть близки.

5. Микроскопическое рассмотрение ра-диационной стойкости, таким образом, тре-бует комплексного подхода: мониторинг in situ + лабораторный эксперимент + расчет.

6. Расчеты плотностей энерговыделений или мощностей энерговыделений в конкрет-ных ЭП, размещенных в заданных точках КА, могут потребовать обширных вычисли-тельных ресурсов.

список литературы

1. Анохин М.В., Галкин В.И., Добриян М.Б., Дубов А.Е., Малков А.К. Особенности ядерно-физического эксперимента на космических аппаратах с длительным сроком активного функционирования // Известия РАН. Серия физическая. 2008. Т. 72. № 7. С. 1031–1034.

2. Горбунов С.А. Модель формирования треков быстрых тяжелых ионов в твердых телах: Дис. … канд. физ.-мат. наук / Физи-ческий институт им. П.Н. Лебедева РАН. М., 2016. 99 с.

3. Gorbunov S.A., Terekhin P.N., Medvedev N.A., Volkov A.E. Combined model of the material excitation and relaxation in swift heavy ion tracks // Nuclear instruments and methods in physics research Section B. 2013. V. 315. P. 173–178.

4. Geant4 User’s Guide for Application Developers [Электронный ресурс] / Geant4 Collaboration [2014]. Версия: Geant4 10.1. Дата обновления: 05.02.2016. Режим досту-па: http://geant4.web.cern.ch/geant4/support/ source_archive.shtml (дата обращения: 20.01.2017 г.).

5. Анохин М.В., Галкин В.И., Дитлов В.А., Дубов А.Е., Королев А.Г., Чабанов В.М. Раз-работка микромонитора для испытаний микроэлектроники на стойкость при воз-действии ТЗЧ // Вопросы атомной науки и техники. Сер. Физика радиационного воз-действия на радиоэлектронную аппаратуру. 2013. № 2. С. 87–92.

6. Анохин М.В., Галкин В.И., Дитлов В.А., Дубов А.Е., Калегаев В.В., Королев А.Г., Куз-нецов Н.В., Макарычев С.В., Панасюк М.И.,



Попов В.Д., Чабанов В.М., Шилло А.Г. К вопросу о роли пика Брэгга при оценке воздействия поля ионизирующих частиц на микроэлектронику космических аппа-ратов / В сб. Стойкость 2015. Лыткарино: АО НИИП, 2015. С. 27–29.

7. РД 50-25645.217-90. Безопасность ра-диационная экипажа космического аппарата в космическом полете. Методики расчета микро-дозиметрических характеристик космических излучений. М.: Изд-во стандартов, 1990. 26 с.Статья поступила в редакцию 17.04.2017 г.

Reference

1. Anokhin M.V., Galkin V.I., Dobriyan M.B., Dubov A.E., Malkov A.K. Osobennosti yaderno- izicheskogo eksperimenta na kosmicheskikh apparatakh s dlitel’nym srokom aktivnogo funktsionirovaniya [Special aspects of nuclear physics experiment on spacecraft with long active operational life]. Izvestiya RAN. Seriya izicheskaya, 2008, vol. 72, no. 7, pp. 1031–1034.

2. Gorbunov S.A. Model’ formirovaniya trekov bystrykh tyazhelykh ionov v tverdykh telakh: Dis. … kand. iz.-mat. nauk [A model of how high-speed heavy ion tracks form in solids: Dissertation for the degree of candidate of physical and mathematical sciences]. P.N. Lebedev Physics Institute of RAS. Moscow, 2016. 99 p.

3. Gorbunov S.A., Terekhin P.N., Medvedev N.A., Volkov A.E. Combined model of the material excitation and relaxation in swift heavy ion tracks. Nuclear instruments and methods in physics research Section B, 2013, vol. 315, pp. 173–178.

4. Geant4 User’s Guide for Application Developers. Electronic resource. Geant4 Collaboration [2014]. Version: GEANT4 10.1. Latest update: 05.02.2016. Available at: http://geant4.web.cern.ch/geant4/support/source_archive.shtml (accessed 20.01.2017).

5. Anokhin M.V., Galkin V.I., Ditlov V.A., Dubov A.E., Korolev A.G., Chabanov V.M. Razrabotka mikromonitora dlya ispytanii mikroelektroniki na stoikost’ pri vozdeistvii TZCh [Development of a micromonitor to test microelectronics for hardness when exposed to heavy ions]. Voprosy atomnoi nauki i tekhniki. Ser. Fizika radiatsionnogo vozdeistviya na radioelektronnuyu apparaturu, 2013, no. 2, pp. 87–92.

Anokhin M.V., Galkin V.I., Ditlov V.A., Dubov A.E., Kalegaev V.V., Korolev A.G., Kuznetsov N.V., Makarychev S.V., Panasyuk M.I., Popov V.D., Chabanov V.M., Shillo A.G. K voprosu o roli pika Bregga pri otsenke vozdeistviya polya ioniziruyushchikh chastits na mikroelektroniku kosmicheskikh apparatov [on the role of the Bragg’s peak in evaluating the efects of an ionizing particles ield on spacecraft microelectronics]. In: Stoikost’ 2015. Lytkarino: AO NIIP publ., 2015. Pp. 27–29.

6. RD 50-25645.217-90. Bezopasnost’ radiatsionnaya ekipazha kosmicheskogo apparata v kosmicheskom polete. Metodiki rascheta mikrodozimetricheskikh kharakteristik kosmicheskikh izluchenii [radiation safety of a spacecraft crew in space light. Procedures for calculating microdosimetry characteristics of space radiation]. Moscow, Izdatel’stvo standartov publ., 1990. 26 p.

УДК 539.1.043:621.3.049.77 ОсОбеннОсти Оценки ... · 2018. 7. 31. · №...

Documents