0 引 言
SEE地面模拟的核心挑战在于如何建立测试结果与在轨SEE事件发生率之间的可靠性关联[8]。Pickel等[9]提出的电荷收集敏感体积（Sensitivity Volume，SV）模型为此奠定了理论基础。当器件内部的SV中收集的电荷量超过临界电荷阈值时，便会诱发单粒子效应[10-12]。早期的模型将SV简化为平行六面体（Parallelepiped，RPP）[13]，后续研究进一步提出了嵌套式长方体结构模型，该模型中各子区域具有彼此独立且差异化的电荷收集效率[14-15]。基于此类电荷收集模型，Pouget等[10]引入了等效线性能量传输的概念及相关计算方法，即当激光和高能粒子在SV内产生的收集电荷量相等时，两者效应等效。因此，准确量化敏感区域的电荷收集过程，是建立宏观电学响应与微观能量沉积关联的根本[16-23]。
然而，这种关联方法的一个显著局限性在于忽略了激光与高能粒子电离径迹的物理差异[24-26]。受光学衍射极限的影响，激光聚焦光斑的尺寸远大于重离子形成的径迹宽度，导致其产生的电荷密度较低[27]。已有研究表明，这种径迹差异会导致激光和重离子在SiGe HBTs等器件中诱导的单粒子瞬态存在明显不同[28-29]。尽管通过校准激光参数（以光斑尺寸为例）可以进行经验性的关联，但这种途径缺乏普适性。一个更根本的解决方案是通过平行对比两种机制下的电荷收集行为，将激光能量转化为等效LET值。当前，达成此目标的最大难点在于，对电离径迹特征如何具体影响电荷收集的基本规律仍不明确。随着半导体工艺特征尺寸的不断缩小，这一认知缺口对SEE评估可靠性的制约正变得愈发严重[30]。
为探究电离径迹特征的影响，本文以线性双极器件为对象，通过精确调控激光离焦量，在其敏感区域内制备出一系列特征尺寸各异的电离径迹[31]。在此基础上，通过系统对比不同条件下的电荷收集行为，深入揭示了电离径迹影响电荷收集过程的关键机理。最终，结合全部实验数据，对电离径迹特性在激光与离子等效关联研究中的潜在影响进行了讨论。
1 实验设置及理论基础
1.1 脉冲激光实验装置
本文实验所采用的脉冲激光测试系统的核心构成如图1 所示，主要包括脉冲激光源、光路系统、激光参数监测单元、电荷耦合元件（Charge-Coupled Device，CCD）视觉定位装置、三维精密移动平台以及单粒子效应监测系统。激光源选用的是调Q纳秒脉冲激光器（Nd:YAG），其具体技术参数详见表1 。光路系统主要功能是实现光束的准直引导、能量精确衰减以及最终聚焦。该系统所配备的物镜具有50倍的放大倍数和0.42的数值孔径，能够将激光束汇聚成半径约为1.03 μm的光斑。SEE监测系统则由待测电路板、直流稳压电源和数字示波器构成，用于实时捕捉并记录激光辐照诱发产生的单粒子瞬态波形[30]。
图 1 用于单粒子效应地面模拟的脉冲激光测试平台Fig.1 The pulsed laser test platform which is used for ground simulation of single event effects |
表 1 脉冲激光试验装置的主要技术参数Table 1 The main technical parameters of the pulsed laser setup |
| 参数 | 单位 | 数值 |
| 波长 | nm | |
| 光子能量 | eV | 1.17 |
| 光斑大小 | mm | 2.6 |
| 脉冲宽度 | ps | 10.4 |
| 频率 | kHz | 1~200 |
| 能量 | μJ | 0~161.5 |
| 光束质量因子 | TEM00 M2 | X：1.217；Y：1.146 |
| 发散角 | mrad | 0.627 |
| 光斑圆整度 | % | ≥85 |
1.2 被测器件及实验电路
实验对象选用的是德州仪器公司生产的一款商用LM324四运算放大器。该器件基于标准的双极工艺制造，其内部集成了四组结构相同且相互独立的运算放大器。为了进行激光辐照，实验前对芯片样品进行了正面开封装处理，使芯片正面的电路版图得以暴露，具体如图2 所示。在测试电路中，LM324的配置模式选择反向放大，放大倍数为20倍，由±12 V双电源供电，并输入一个80 mV的直流信号。
1.3 激光电离径迹的调控与表征
激光在半导体材料中传播时，其光强随传播距离（深度）呈指数衰减，横向分布则遵循高斯分布，如图3 所示。基于此，器件内部任意点 $ (x,y,z) $ 的光生载流子密度 $ {n}_{c} $ ($ {\mathrm{c}\mathrm{m}}^{-3} $ )可由以下核心表达式计算得出：
式中，$ {I}'(x,y,z) $ 为该点的光通量密度，其表达式体现了光强的纵向衰减与横向高斯分布特性。$ \lambda $ 为激光波长，$ {\alpha }_{s} $ 为硅的吸收系数，$ h $ 为普朗克常数，$ c $ 为光速。
激光光斑的尺寸是决定电离径迹宽度的关键参数。若以焦平面中心为坐标原点，传播路径上任意一点 $ Z $ 的光斑半径 $ \omega \left(Z\right) $ 为：
式中，$ {\omega }_{0} $ 为聚焦后的最小光斑半径，$ {Z}_{0} $ 为共焦参数。
通过上述理论模型，实现了对激光所诱导电离径迹内载流子密度的量化表征。基于激光光斑尺寸随离焦量 $ Z $ 变化的规律，本文采用离焦辐照的实验方案，通过系统性地改变离焦量，即可在器件内部不同深度处主动调制电离径迹的径向尺寸，从而为后续的定量对比研究奠定基础，如图4 、图5 所示。
图 4 通过调整散离量改变敏感区的电离径迹特征Fig.4 Changing the ionization track characteristics at the sensitive area by adjusting the amount of defocusing |
2 激光离焦辐照单粒子瞬态特征
为探究电离径迹特征对单粒子瞬态（Single-Event Transient，SET）的调制作用，本文系统对比了NPN与横向PNP晶体管在离焦激光辐照下的SET响应。实验选取了器件内部的特定敏感结点作为辐照点，如图6 所示，并通过示波器采集SET波形。通过系统对比正、负偏焦所诱发波形的形态与幅值差异，为离焦辐照方法的有效性提供了直接实验证据。
2.1 NPN与PNP晶体管SET响应对比
首先，在激光聚焦于器件正表面（离焦量|Z|=0）的条件下，对不同晶体管结构的SET基本特性进行了测试，典型波形如图7 所示。NPN晶体管的SET响应较为单一，表现为一个负向的瞬态脉冲。其幅值在较低激光能量下即出现饱和，而脉冲宽度则随能量增加持续展宽。PNP晶体管的SET响应则复杂得多，且强烈依赖于激光的入射位置。辐照其基极与集电结时，产生特征相似的正向双脉冲；而辐照发射结时，则产生单一的正向脉冲。对比发现，NPN晶体管在所有测试结点上都表现出比PNP晶体管更低的SET触发阈值，证实了NPN结构对单粒子瞬态具有更高的敏感性。
2.2 离焦辐照对SET波形的调制
通过将离焦量设定为30 μm，进一步研究了正、负偏焦对SET波形的影响，结果如图8 所示，其中，左侧图为负偏焦，右侧图为正偏焦。
对于NPN晶体管，在相同激光能量下，负偏焦所产生的SET，其脉冲幅值与宽度均显著大于正偏焦的结果。这表明，在该条件下，更宽的电离径迹导致了更显著的单粒子瞬态效应。对于PNP晶体管，其SET响应同时受到电离径迹特征和激光入射位置的显著影响，且其规律与NPN相反。在相同激光能量下，正偏焦诱导产生的SET，其脉冲幅值与宽度均大于负偏焦条件下的结果，这一点在图8 (b)~图8 (d)中得以清晰体现。除幅值与脉宽外，电离径迹的变化还会影响SET的波形形态。以PNP集电结为例，如图8 (c)所示，负偏焦产生单一正向脉冲，而正偏焦则通常引发双脉冲结构。
上述结果表明，电离径迹的特征对SET的幅值、脉冲宽度及波形结构均具有显著的调制作用，且该调制作用在NPN与PNP晶体管上表现出迥异的特性。
3 激光SET测试过程中的电荷收集
为对单粒子瞬态效应进行更深入的量化评估，本文计算了脉冲激光辐照NPN与PNP晶体管过程中所收集的电荷量。具体数据处理流程如下：首先将示波器捕获的SET电压幅值除以其50 Ω输入阻抗，换算得到瞬态电流；随后，对该电流信号进行时间积分，最终求得总电荷收集量。不同离焦量下，正、负偏焦对应的电荷收集结果汇总于图9 。通过分析图9 (a)中NPN晶体管的数据可知，在全部测试能量范围内，负偏焦条件下的电荷收集量均高于正偏焦，且二者之间的差值随离焦量的增加而逐步扩大。图9 (b)~图9 (d)分别展示了PNP晶体管基极、集电结和发射结的电荷收集情况。对比显示，PNP晶体管在不同入射结点上，其正、负偏焦的电荷收集行为存在显著差异。为便于系统比较，图10 进一步给出了三个结点处正、负偏焦电荷收集量差值随离焦量的变化关系。在固定离焦量条件下，本文将电荷收集差定义为正偏焦与负偏焦在所有测试能量下获得的总电荷收集量之差。图10 中红色点划线标示了该差值为零的参考位置。当激光辐照基极与发射结时，正偏焦模式下的电荷收集量始终高于负偏焦，且二者差异随离焦量增大呈现先上升后下降的非单调变化。相比之下，集电结处的响应则较为复杂：在较小离焦量（<12 μm）阶段，正偏焦收集量低于负偏焦，但差异逐渐收窄；一旦离焦量超过12 μm，正偏焦收集量实现反超，且两者差异随离焦量扩大而持续增大。
图 9 不同离焦量的脉冲激光辐照NPN和PNP晶体管产生的电荷收集Fig.9 Charge collection of NPN and PNP transistors irradiated by pulsed laser with different amount of defocusing |
上述对不同离焦量下SET及电荷收集的对比分析表明，电离径迹对单粒子效应的调制作用在NPN与PNP晶体管上表现出迥异的特性。研究还进一步揭示，对于PNP晶体管，激光辐照的具体位置会显著改变其瞬态响应波形与电荷收集效率。除了本文详述的三个辐照点位，实验发现，在其他位置进行测试时，所获瞬态波形同样表现出显著区别。这一现象可归因于PNP晶体管独特的版图布局（如图6 所示），其敏感区域呈非对称结构，基极、集电极与发射极彼此相邻且空间间距极小，此类密集排布导致不同位置的辐照会引发迥异的电荷收集过程。这种结构特性在集电结区域尤为突出，其周围的n型裸露区同时包含发射极和集电极。正如图7 (c)和图8 (c)的对比所清晰地展现出的，集电结在离焦与聚焦激光辐照下所表现出的响应差异最为明显。由于PNP晶体管采用环形布局且各敏感结点间距极小，在离焦辐照实验中，随着离焦量增大而扩展的激光光斑会同时覆盖多个结点。这种固有的结构特性致使辐照位置成为一个难以隔离的干扰变量，从而显著影响了PNP器件定量测试结果的可靠性。
相比之下，NPN晶体管因其几何构型更加规整，相邻敏感结点之间的间距也更大（最小间距超过20 μm）。虽然在离焦量超过80 μm时，理论上激光光斑可能覆盖到多个敏感结点，但由于激光能量在径向上服从高斯分布，经计算约有80%的能量集中于光斑中心60%的区域之内。因此，在实际实验条件下，逸散至邻近结点的能量对测量结果的干扰可以忽略。为验证这一推断，在本文实验中设计了离焦激光连续扫描测试。该方法通过沿NPN晶体管的特定路径，以固定步进进行激光辐照，扫描范围覆盖金属区域与裸露的敏感结点。通过分析电荷收集曲线中波峰与波谷的分布，可以有效识别激光作用于敏感结点与金属层时的响应差异。通过系统对比不同离焦量下正、负偏焦的电荷收集峰值，能够将辐照位置变动带来的干扰与电离径迹自身的效应分离开来，从而得以独立考察径迹特征对电荷收集机制的本征影响。
4 离焦激光连续扫描下的电荷收集
4.1 NPN晶体管连续扫描电荷收集特征
为排除激光光斑可能覆盖多个敏感结点对定量分析造成的干扰，并系统揭示电离径迹对SET电荷收集的影响机制，本文选取了版图结构更为规整的NPN晶体管作为研究对象，沿其特定方向实施了扫描实验。扫描路径覆盖了三个连续的裸露硅区域，沿X轴方向依次为集电极、集电结与发射结（扫描轨迹见图6 中标示）。本文实验将裸露硅层的最右侧边界定义为扫描坐标的零点。当脉冲激光聚焦于器件表面、能量设定为4.1 nJ时，其电荷收集量随X轴位置的变化关系如图11 (a)所示。该曲线显示出三个显著的波峰，分别对应于上述三个敏感区域的电荷收集响应。
进一步分析表明，集电极、集电结与发射结三个区域的电荷收集量呈现依次升高的趋势，反映出该NPN晶体管中对单粒子效应最敏感的部位为发射结。值得注意的是，这一观测结果与传统认知有所不同。依据经典理论，工作于放大区的NPN或PNP晶体管，其发射结正偏，而集电结反偏。由于反偏PN结内建电场更强、耗尽区更宽，通常被认为对单粒子效应具有更高的敏感性。通过对图6 中NPN晶体管结构示意图的分析可知，在N+埋层的引导作用下，器件内部载流子主要沿纵向输运，使其实际表现出纵向晶体管的特性。这意味着，在版图层面标识为“发射结”的区域，其垂直剖面可能同时包含了发射结与集电结的结构。
4.2 系统误差对电荷收集影响的评估
为探究第4.1节中观察到的电荷收集峰偏移现象是否源于实验系统误差，本文重点评估了移动平台精度与激光光路对准两大潜在因素。
首先，通过高精度俯仰台主动引入平行度误差，并对比高、低精度Z轴移动平台的直线度误差影响，两款平台的核心精度指标对比见表2 。结果表明，模拟的平行度误差以及实际的平台直线度误差，均未对电荷收集峰的位置造成显著或一致的扰动，如图12 ~图13 所示。特别地，使用更高精度的手动滑台测得的峰偏移方向与原电动平台的结果相反，这证实偏移来源于激光辐照位置的变化，而非平台自身的运动误差。
表 2 两款移动平台的主要技术参数Table 2 Main technical parameters of the mobile platform |
| 移动平台类型 | 直线度误差/μm | 平行度误差/μm | 偏摆/(′′) | 俯仰/(′′) |
| 电动 | 10 | 100 | 15.00 | 15.00 |
| 精密手动 | 3 | 10 | 0.25 | 0.11 |
图 12 通过精密俯仰台模拟的平行度误差对电荷收集的影响Fig.12 Effect of parallelism errors simulated by the precision angle tilting table to charge collection |
在此基础上，研究将焦点转向激光光路的偏轴入射误差。理论分析表明，激光束与透镜光轴之间存在微小偏置角θ，可根据 $ L=Z\cdot \mathrm{t}\mathrm{a}\mathrm{n}\theta $ 导致光斑随离焦量Z增大而发生横向偏移，其方向和量级与实验中观察到的收集峰偏移相符，如图14 所示。
偏轴入射不仅导致光斑位置偏移，还会引起光斑形状和能量分布的畸变。如图15 所示，当激光束与透镜光轴存在夹角时，经聚焦后在器件表面形成的光斑其能量分布不再对称，这种效应会进一步调制电荷收集过程。
综合以上分析，移动平台的运动误差并非电荷收集峰偏移的主要原因。主要的系统误差来源是激光的偏轴入射，它会导致光斑位置和能量分布在正、负偏焦条件下发生不对称变化。然而，在连续扫描测试中，同一离焦量下的所有扫描点具有一致的位置偏移，因此获得的电荷收集曲线整体平移，其峰值与谷值的相对位置保持不变。这一特性保证了正、负偏焦峰值电荷收集量对比的可靠性。后续分析将在承认此系统误差存在的前提下，聚焦于电离径迹本身物理特性对电荷收集的本征影响。
4.3 电离径迹径向特征对电荷收集的影响
为排除辐照位置与光斑质量差异所带来的干扰，本文通过连续扫描并结合人为引入偏置角的方法，系统获取了NPN晶体管在不同离焦量下正、负偏焦的峰值电荷收集量。以“电荷收集差”（同一离焦量下正偏焦与负偏焦峰值电荷量之差）作为关键参量，其随离焦量的变化关系如图16 所示。
实验结果表明，电离径迹的径向特征通过调制载流子密度，深刻影响了电荷的收集过程。总体而言，最终的电荷收集量取决于载流子复合与电场辅助收集（如漏斗效应）两种机制的动态平衡。
在离焦量较小时，正偏焦在近表面区域形成载流子密度较高的电离径迹，导致强烈的复合效应，使得可被电极收集的电荷总量减少。相比之下，负偏焦在敏感区内产生的载流子密度较低，复合损失较小，因而其电荷收集量反而高于正偏焦。这导致了图16 中低离焦区域电荷收集差为负值。
随着离焦量增加，正偏焦的激光焦点移入耗尽层，在此处形成的高密度径迹有效增强了以耗尽区为中心的漏斗效应，电荷收集量因此显著提升。而此时，负偏焦在耗尽区内的载流子密度较低，难以激发同等强度的电场辅助收集。此消彼长之下，正偏焦的电荷收集量实现反超，使电荷收集差转为正值并在中等离焦量处达到峰值。
当离焦量进一步增大，正偏焦的焦点深入至衬底，耗尽区内的载流子密度下降，漏斗效应随之衰退，导致其电荷收集量回落，正、负偏焦的收集差值也随之减小。
此外，人为引入的偏置角对电荷收集过程也表现出调制作用，但其影响相对有限，并未改变上述基本演化趋势。偏置角主要可能通过改变光斑形状与能量分布，影响了表面金属层的阻挡效应和耗尽区内的实际载流子注入，从而对“漏斗”效应的强度和作用范围进行了微调。
4.4 电离径迹对激光高能粒子关联的影响
上述分析揭示，激光入射深度显著调控着电离径迹对单粒子瞬态电荷收集过程的影响程度。器件内部不同位置的电离径迹特征，直接主导了载流子复合效应与以漏斗效应为代表的增强收集机制之间的动态平衡关系。基于此，本文进一步探讨该发现可能产生的影响。
器件敏感体积内收集的总电荷量，是建立激光与高能粒子等效关联的重要依据。目前常用的关联模型（如RPP及其嵌套模型）均基于电荷收集敏感体积构建，但未充分考虑电离径迹形态差异对电荷收集的调制作用。这种调制差异可从两方面分析：在等效激光能量或高能粒子线性能量转移较低时，由于激光径迹较宽，且耗尽区未能激发显著漏斗效应，载流子复合机制占主导地位，此时激光表现出较高的电荷收集效率；相反，在较高能量或线性能量转移条件下，高能粒子形成的电离径迹更深、更集中，可激发更强漏斗效应，因而其电荷收集量超过激光。除能量和线性能量传输外，激光的穿透深度同样是影响其与高能粒子关联效果的重要参数。波长是决定脉冲激光穿透能力的主要因素。在现有单粒子效应地面模拟实验中，常用激光波长集中于590~1 064 nm（以单光子线性吸收为主导机制），其对应的材料穿透深度约为1.7~676.0 μm[17]。一般而言，较短波长的激光更易实现较小的聚焦光斑尺寸。
使用穿透深度较低的短波长激光进行单粒子效应测试时，所收集的电荷量通常偏低，其原因有以下两点：其一，低穿透深度使激光难以在器件深处的耗尽区或衬底有效沉积能量，从而削弱漏斗效应带来的额外电荷收集；其二，器件表面形成的电离径迹较窄，散射复合效应进一步限制了电荷收集效率。而对于穿透深度较高的长波长激光，需根据激光焦点位置具体判断其与高能粒子在电荷收集上的差异。当激光焦点位于器件表面时，情况较为明确；但若焦点处于耗尽层或衬底层，由于激光在表面形成较宽的电离径迹，有利于表面电荷收集，而高能粒子在深层形成更窄、密度更高的径迹，可能引起更强的额外电荷收集。二者之间的竞争机制尚待进一步研究明确。
5 结 语
本文系统分析了脉冲激光单粒子效应测试中，电离径迹宽度对单粒子瞬态电荷收集过程的作用机制。通过离焦量的精确调控，在半导体器件内部特定位置形成了预设尺寸的电离径迹，并深入揭示了不同特征尺寸的电离径迹对电荷收集过程的调制规律。实验数据表明，最终获得的电荷收集量取决于载流子复合与漏斗效应两种机制的动态平衡，其中电离径迹区域内的载流子密度是调节这一平衡状态的核心物理参量。具体而言，当电荷收集主要在耗尽层以上区域发生时，载流子复合机制占主导地位，此时较宽的电离径迹有利于收集更多电荷；当电荷收集过程处于耗尽层及以下区域时，则以漏斗效应为主，较窄的电离径迹可形成更长的漏斗区，从而提升电荷收集量。
基于上述发现，本文对实际进行激光单粒子效应测试提出以下指导性建议：
（1）在激光-粒子等效关联中，必须考虑径迹尺寸效应。现有的RPP及其嵌套模型未充分考虑电离径迹几何特征的差异。为实现精确等效，关联模型必须引入径迹宽度随深度的变化对电荷收集效率的调制作用，否则等效LET值将出现系统性偏差。
（2）依据评估目标优化激光参数与聚焦策略。激光的波长与聚焦位置共同决定了径迹在器件内的分布。若需重点评估表面区域的敏感性，可选用易聚焦的短波长激光并采用负偏焦，以形成较宽的径迹；若需评估耗尽区或衬底的敏感性，则应选用穿透深度大的长波长激光并采用正偏焦，以形成更集中、更深的径迹，从而更准确地模拟高能粒子的行为。
（3）将光路校准作为定量测试的前提。受运动平台精度、光学元件制造误差等实际因素的影响，激光偏轴入射等系统误差难以完全避免。在定量实验前，必须严格校准光路，评估其对光斑位置、形状及能量分布的影响，并将其控制在可接受范围内，这是获得可靠数据的基础。
（4）结合器件版图结构解读实验结果。对于PNP晶体管等敏感结点间距极小的器件，离焦激光光斑极易同时覆盖多个结点，导致电荷收集响应复杂化。在此类测试中，需谨慎解读离焦实验结果，并建议辅以聚焦扫描或TCAD仿真等手段进行综合判断。
综上所述，深入理解电离径迹的物理效应并实施针对性的实验优化，对提高激光模拟单粒子效应的准确性及空间发生率预估的可靠性具有重要意义。