摘要:由于缺少可用的散裂中子源, 多年来我国在大气中子单粒子效应方面主要依靠模拟仿真和单能中子试验的方式开展研究. 随着中国散裂中子源(CSNS)通过国家验收, 基于CSNS开展大气中子单粒子效应研究成为可能. 本文利用CSNS反角白光中子源开展多款静态随机存取存储器器件的中子单粒子效应试验, 并与早期开展的高原大气试验结果进行对比, 对CSNS在大气中子单粒子效应研究中的应用进行评估. 结果表明, 相同器件在CSNS反角白光中子源测得的单粒子翻转截面小于大气试验的结果, 且不同器件的翻转截面与特征尺寸没有明显的单调关系. 分析得到前者由于CSNS反角白光中子谱偏软; 后者由于特征尺寸降低导致的临界电荷变小和灵敏体积变小对截面的贡献是竞争关系. 针对截面偏小的问题, 根据能谱差异分析了中子能量阈值对器件翻转截面的影响, 发现能量阈值取12 MeV进行计算时, 器件在CSNS反角白光中子源和高原大气中子环境中能够得到较一致的截面. 研究结果表明CSNS反角白光中子源能够用于加速大气中子单粒子效应试验. 考虑到CSNS的运行功率正在逐步提高, 且多条规划中的白光中子束线与大气中子能谱更为接近, 预期未来CSNS将能更好地应用于大气中子单粒子效应研究.
关键词: 大气中子/
单粒子效应/
中国散裂中子源/
反角白光中子源

English Abstract

全文HTML

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近年来, 大气中子对航空电子系统的辐照效应越来越受到关注. 随着微电子技术的快速发展, 电子器件的特征尺寸和工作电压不断减小, 工作频率不断增加, 单位芯片面积上集成的器件数量随之增加, 这些趋势使得中子单粒子效应导致航空电子设备发生错误的风险不断增大^[1]. 事实上, 大气中子单粒子效应不仅威胁航空电子设备的可靠性^[2,3], 地面上越来越多的电子设备如心脏起搏器、超级计算机、高铁控制系统、高速网络系统、大容量数据存储服务器等对可靠性要求高的电子系统也将面临大气中子单粒子效应的威胁^[4,5]. 大气中子单粒子效应可能导致这些系统状态发生翻转、数据错误, 严重时会导致系统通讯中断、控制异常, 对系统的可靠性与安全性构成威胁, 甚至危及人的生命^[6]. 因此, 研究大气中子单粒子效应, 预估其产生的危害, 对于提升关键应用系统的可靠性和安全性具有重要意义.
美国早在20世纪90年代初就通过航空飞行实验证明了大气中子能够诱发器件发生单粒子效应^[7], 引起了欧美一些航空大国的关注. 随后开展了一系列飞行试验对大气中子单粒子效应进行研究^[2,8-10]. 由于飞行试验高昂的成本和风险, 人们转而在地面开展试验研究大气中子的单粒子效应^[4,11-17]. 在地面上可使用以下3种中子辐射源:
1) 地面(高山)大气环境^[14], 提供无误差大气中子辐射环境, 但注量率太低, 能够用于开展中子单粒子效应试验, 但时间成本非常大;
2) 散裂中子源^[15], 提供全能谱中子, 其能谱与大气中子辐射环境比较相似, 非常适合开展中子单粒子效应试验;
3) 单能中子源^[16,17], 提供单一能量中子, 比较适合开展中子单粒子效应试验, 若需获得器件抗中子单粒子能力的连续谱, 需要在不同的中子辐射源上开展试验.
表1给出3种中子源与航空高度大气环境的对比. 综合各方面因素, 因散裂中子源能谱与大气中子能谱较接近, 可以用作仿真大气中子束流, 且中子注量率是大气中子场的数百万倍, 是研究存储芯片和大规模集成电路单粒子效应的较为理想的模拟源^[15]. 此前, 国际上已经用于开展大气中子单粒子效应试验的散裂中子源主要有美国洛斯·阿拉莫斯中子科学中心的散裂中子源、俄罗斯圣彼得堡核物理研究所的散裂中子源、加拿大的散裂中子源、瑞典斯维德贝格实验室的散裂中子源和英国鲁涉福德阿普顿实验室的散裂中子源^[18].

中子源	中子谱	优点	缺点	相关文献报道
				国外	国内
航空高度环境	完全相同	无误差环境	成本高	√	×
地面大气环境	谱形状相同	无误差环境	注量率低耗时长	√	×
散裂中子源	谱形状相似能量范围不同	能谱范围大注量率高	模拟源少	√	×
单能中子源	单能	模拟源多成本低	需要多个能量点	√	√

表1大气中子单粒子效应试验中子源
Table1.Neutron sources for atmospheric neutron SEE experiment.

随着国内航空工业的发展, 国内****对大气中子单粒子效应的关注也越来越多^[19-22], 但受限于缺少可用于模拟大气中子的散裂中子源, 国内相关研究只能基于模拟仿真^[23-25]或单能中子源^[26,27]展开. 随着中国散裂中子源(CSNS)于2018年8月23日通过国家验收, 基于CSNS开展大气中子单粒子效应研究成为可能^[28]. CSNS项目中规划了4条可以用于大气中子研究的束线, 分别是第1靶站质子入射反方向和41°方向引出的两条白光中子束线, 第2靶站在引出方向与质子入射方向夹角为30°和15°的两条白光中子束线. 目前仅第1靶站的反角白光中子源建成可用, 其余3条束线尚在规划建设过程中.
本文利用CSNS反角白光中子源开展多款静态随机存取存储器(SRAM)器件的中子单粒子效应试验, 给出试验开展的方法流程及试验结果, 并将结果与前期在西藏羊八井宇宙射线观测站开展的SRAM高原大气中子辐照试验结果进行对比. 对CSNS在大气中子单粒子效应研究中的应用进行评估.

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2.1.试验对象

存储器是多数高可靠电子系统中的不可缺少且对大气中子单粒子效应敏感的微电子器件, 本文以SRAM存储器为对象, 开展大气中子单粒子效应试验. 考虑到SRAM器件工艺及设计上的差异会对器件的中子单粒子效应的敏感性产生影响, 为增强实验数据的可比性, 对实验器件的选择遵循相同厂家、相同系列、相同工艺和相同单元结构的原则. 根据上述原则, 在HITACHI/RENESAS公司生产的HM62系列互补金属氧化物半导体工艺商业级SRAM器件中选择3款, 它们具有相同的单元结构, 特征工艺尺寸分别为0.18, 0.35, 和0.5 ${\text{μ}}{\rm m}$. 器件详细参数如表2所列.

型号	制造商	容量/bits	特征尺寸/${\text{μ}}{\rm m}$	工作电压/V
HM62V8100	RENESAS	8 M (1 M × 8 bit)	0.18	3
HM628512B	HITACHI	4 M (512 K × 8 bit)	0.35	5
HM628512A	HITACHI	4 M (512 K × 8 bit)	0.50	5

表2待测SRAM器件参数
Table2.Parameters of the SRAM devices for test.

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2.2.试验源及条件

CSNS是一个可开展多学科研究的国家大科学装置. 它利用1.6 GeV入射质子轰击钨靶产生大量中子, 中子能谱很宽, 设计最高能量达1 GeV以上, 即使是反角方向能量也可达200 MeV, 可用于开展核数据测量和中子辐照试验. 反角白光中子源实验终端的布局如图1所示, 高能质子沿质子通道到达钨靶. 入射质子束流将被距钨靶20 m处的偏转磁铁偏转15°; 在环到靶的输运线上钨靶到偏转磁铁之间质子束流与中子束流将共用一部分真空束流管; 在偏转磁铁处中子束流和质子束流自然分离. 基于CSNS质子输运线的此特点,在偏转磁铁后建有专用的中子通道, 在中子通道约56, 76 m处建有两个试验厅: 终端1和终端2^[28].
图 1 CSNS反角白光中子源实验终端布局^[28]
Figure1. Layout of back-n at CSNS^[28].

本文在终端2中开展SRAM中子单粒子效应辐照试验, 终端2的束流能量范围是0.1 eV—200 MeV. 试验过程中CSNS运行在20 kW附近, 注量率约为1.6 × 10⁶ n/(cm²·s). 图2给出了20 kW附近运行时终端2处的中子微分能谱与羊八井大气中子微分能谱的对比. 可以看出, CSNS反角白光中子源与真实的大气中子能谱比较相近.
图 2 CSNS反角白光中子源终端2与羊八井大气中子微分能谱对比
Figure2. Comparison between the differential neutron energy spectra of CSNS back-n and Yangbajing.

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2.3.试验方法

试验现场包括位于地下的试验厅(终端2)和地上的控制间, 两个区域垂直距离约25 m, 以保障人员的安全. 由于试验厅内本底较低, 试验过程中直接将测试板置于试验厅内, 另一方面为了减小人员受到的辐照剂量, 测试人员在控制间通过远程计算机控制整个试验流程, 试验厅和控制间通过以太网进行连接, 如图3所示.
图 3 CSNS反角白光中子源辐照试验布局示意图
Figure3. Layout of the irradiation experiment at CSNS back-n.

CSNS反角白光中子源的试验终端2可以提供$\varPhi3 $ cm, $\varPhi6 $ cm和9 cm × 9 cm的中子束流, 本文选择$\varPhi6 $ cm的束流开展单粒子效应辐照试验. 为保证试验数据的可靠性, 每种型号器件选择3片器件同时进行辐照, 如图4所示.
每款器件进行4轮测试, 每轮测试写入不同的数据, 4轮测试分别写入0x00H, 0x55H, 0xAAH和0xFFH. 监测方法是通过对比中子辐照前后被测SRAM器件中的数据变化来统计单粒子翻转数. 单粒子翻转监测有动态和静态两种方法, 为实时掌握测试过程的情况, 采用动态监测方法, 即辐照前向存储单元写入数据, 每隔固定时间间隔回读数据, 并与写入数据进行逐位比对统计错误的比特位数. 试验过程中实时监测辐照板电流, 当超过一定阈值时认为发生单粒子闩锁效应, 然后给辐照板重新上电, 重新写入数据进行测试.
图 4 辐照过程中的器件布局
Figure4. Layout of the devices under test.

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2.4.试验结果

试验过程中, 所有器件均观测到单粒子翻转效应; 此外HM628512B还观测到单粒子闩锁效应. HM628512B测试0x55H图形时, DUT2的翻转数明显高于DUT1和DUT3予以剔除, 其余测试中每款SRAM的3片器件的翻转数量相差不大, 均认定为有效数据. 得到翻转位置的物理地址均匀分布, 可以认为观测到的翻转全部是中子导致的单粒子翻转.
SRAM器件的中子单粒子效应翻转截面计算公式如下:

${\sigma _{{\rm{SEU}}}} = \frac{{{N_{{\rm{SEU}}}}}}{{C\varPhi }},$

式中${\sigma _{{\rm{SEU}}}}$为中子单粒子翻转截面, 单位为cm²/bit; N_SEU为实验测得的单粒子翻转数, 单位为次; C为被测SRAM器件的总容量, 单位为bit; $\varPhi$为有效注量, 区别于单能中子辐照试验中的总注量, 这里$\varPhi$应该取总注量中大于能量阈值的部分, 单位为n/cm². 如果$\varPhi$取总注量则会低估被测器件的单粒子翻转(SEU)截面. 一般认为, 对SRAM敏感的能区主要是能量大于1 MeV的中子^[18,28], 因此首先假设三种器件的能量阈值均为1 MeV. 定义大于能量阈值的部分注量为有效注量, 则根据图2给出的微分能谱可以计算出有效注量为总注量的45.73%. 利用(1)式可得到不同器件不同测试图形下的翻转截面, 由表3给出. 可以看出, 不同测试图形下获得的每种器件翻转截面相差不大.

型号	测试图形	总容量/bit	总注量/n·cm–2	有效注量占比/%	翻转数(#)	翻转截面/cm2·bit–1	置信水平/%
HM62V8100	0x00H	24M	2.90 × 109	45.73	343	1.02 × 10–14	94.6
	0x55H	24M	2.89 × 109	45.73	367	1.10 × 10–14	94.8
	0xAAH	24M	2.89 × 109	45.73	387	1.16 × 10–14	94.9
	0xFFH	24M	2.93 × 109	45.73	342	1.01 × 10–14	94.6
HM628512B	0x00H	12M	3.12 × 109	45.73	207	1.15 × 10–14	93.0
	0x55H	8M	3.84 × 109	45.73	197	1.34 × 10–14	92.9
	0xAAH	12M	4.90 × 109	45.73	303	1.07 × 10–14	94.3
	0xFFH	12M	1.78 × 109	45.73	114	1.11 × 10–14	90.6
HM628512A	0x00H	12M	3.03 × 109	45.73	176	1.01 × 10–14	92.5
	0x55H	12M	3.94 × 109	45.73	262	1.16 × 10–14	93.8
	0xAAH	12M	2.94 × 109	45.73	215	1.27 × 10–14	93.2
	0xFFH	12M	2.93 × 109	45.73	205	1.22 × 10–14	93.0

表3在CSNS反角白光中子源的SEU测试结果
Table3.Test result of the SEUs in CSNS back-n.

此外, 在HM628512B的辐照过程中, 3个器件共观测到12次闩锁, 总注量为1.36 × 10¹⁰ n/cm². 若仍考虑45.73%的有效注量, 则由(2)式计算单粒子闩锁(SEL)截面为2.94 × 10^–10 cm²/device.

${{\rm{\sigma }}_{{\rm{SEL}}}} = \frac{{{N_{{\rm{SEL}}}}}}{{{N_{{\rm{device}}}}\varPhi }},$

式中 ${{\rm{\sigma }}_{{\rm{SEL}}}}$为中子单粒子闩锁截面, 单位为cm²/device; N_SEL为实验测得的单粒子闩锁次数, 单位为次; N_device为被测器件的个数; $\varPhi$有效注量, 单位为n/cm².

为评估利用CSNS反角白光中子源模拟大气中子开展微电子器件大气中子单粒子效应的效果, 将上述的测量结果与前期开展的高原大气中子单粒子效应试验结果进行对比.
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3.1.与大气中子辐照试验对比

早期利用上述的3款器件在西藏羊八井宇宙射线观测站开展了SRAM大气中子单粒子效应(SEE)辐照试验. 羊八井宇宙射线观测站位于东经90.5°, 北纬30.1°, 海拔4300 m, 现场如图5(a)所示. 仿真获得羊八井的大气中子微分能谱, 如图2所示, 可以得到每小时中子通量为277.5 ${\rm n}/({\rm cm^2}\cdot {\rm h}) $, 其中大于1 MeV占比46.12%, 即128 ${\rm n}/({\rm cm^2}\cdot {\rm h}) $. 为缩短试验时间, 采用大规模存储矩阵的方式构建测试系统, 如图5(b)所示, 测试过程中所有器件写入数据0x55H, 经过数千小时的辐照试验3种器件分别获得195, 181和76次翻转. 根据(1)式计算得到羊八井大气中子辐照的单粒子翻转截面,利用文献[29]中的方法可以计算结果的置信水平, 三种器件的置信水平均不低于97%, 测试及计算结果列于表4.
图 5 羊八井大气中子单粒子效应试验　(a)测试场景; (b)测试系统
Figure5. SEE test in Yangbajing: (a) Test environment; (b) test system.

型号	总容量/bit	测试时长/h	翻转数(#)	翻转率/#·bit–1·h–1	翻转截面/cm2·bit–1	置信水平/%
HM62V8100	8M × 573	6085	195	6.67 × 10–12	5.21 × 10–14	98.6
HM628512B	4M × 1221	5198	181	6.80 × 10–12	5.31 × 10–14	98.3
HM628512A	4M × 635	5198	76	5.49 × 10–12	4.29 × 10–14	97.4

表4在羊八井测得的SEU翻转结果
Table4.Test result of the SEU in Yangbajing.

在20 kW附近运行时, CSNS反角白光中子源大于1 MeV的中子通量为7.32 × 10⁵ n/(cm²·s), 而羊八井能量大于1 MeV的大气中子为3.56 × 10^–2 n/(cm²·s). 在当前功率下, CSNS反角白光中子源大于1 MeV的中子通量为羊八井大于1 MeV的大气中子的2.1 × 10⁷倍. 可见CSNS反角白光中子源可用于加速大气中子单粒子效应试验, 考虑1 MeV能量阈值时20 kW工作加速因子就达到了2.1 × 10⁷.
图6给出了写入0x55H时CSNS反角白光中子源与大气中子辐照单粒子翻转截面对比. 可以看出位翻转截面与器件的特征尺寸没有明显的单调关系, 其原因分析如下: 一方面, 器件特征尺寸减小使得器件的临界电荷降低, 导致相同的中子入射后翻转截面增大; 另一方面, 器件特征尺寸减小使得敏感体积减小, 即被中子击中的概率减小, 导致翻转截面减小; 两个方面的影响是竞争关系, 因此, 位翻转截面与器件的特征尺寸没有必然的单调关系.
图 6 CSNS反角白光中子源与羊八井大气中子SEU截面对比
Figure6. Comparison of the SEU cross section between the tests in CSNS back-n and Yangbajing.

从图6中还可以看出, CSNS反角白光中子源获得的翻转截面均小于在羊八井获得的翻转截面, 对于上述三种器件, CSNS反角白光中子源测得的翻转截面分别是羊八井的21%, 25%和27%. 即考虑能量阈值为1 MeV时, 大气中子导致的翻转截面约是CSNS反角白光中子源的3—5倍.
为分析导致两种环境截面不同的原因, 对比CSNS反角白光中子源和羊八井大气中子的能谱. 图7给出了两种中子源大于1 MeV部分的微分能谱对比, 可以计算不同能区中子的占比, 表5给出了1 MeV以上中子中不同能区中子的占比.
图 7 CSNS反角白光中子源与羊八井大气中子微分能谱对比(大于1 MeV部分)
Figure7. Comparison between the differential neutron energy spectra of CSNS back-n and Yangbajing (above 1 MeV).

可以看出, CSNS反角白光中子源中大于1 MeV的中子主要集中在1—10 MeV, 占比达到81.7%, 10—100 MeV的中子占16.8%, 大于100 MeV的中子仅占1.5%. 而羊八井大气中子谱中上述3个能区占比相当, 分别为35.6%, 32.1%和32.3%. 表5同时给出了JEDEC^[29]地面标准大气中子能谱和IEC^[30]航空12 km标准大气中子能谱. 可以看出羊八井大气中子能谱与两种标准能谱中大于1 MeV的中子各能区占比相近, 而CSNS反角白光中子源中子谱偏软, 能量主要集中在低能区. 根据单能中子单粒子效应的模拟仿真^[23]和试验^[16]结果, 能量越大的中子导致的中子单粒子效应截面越大, 因此羊八井测得的大气中子单粒子效应截面比CSNS反角白光中子源测得的截面大.

中子源	中子数占比/%			通量/cm2·s–1 (> 1 MeV)
	1—10 MeV	10—100 MeV	> 100 MeV
JEDEC(地面)	35	35	30	5.56 × 10–3
IEC(12 km)	36.5	37.2	26.3	2.43 × 100
羊八井	35.6	32.1	32.3	3.56 × 10–2
CSNS-back-n @76	81.7	16.8	1.5	7.32 × 105 (20 kW)
CSNS-TS1-41° @20 m	50	28	22	—
CSNS-TS2-30°	44	28.5	27.5	—
CSNS-TS2-15°	22.6	25	52.4	—

表5不同中子环境中中不同能区的中子占比
Table5.Proportion of different energy bands in different neutron environments.

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3.2.CSNS反角白光中子源试验结果的修正

考虑能量阈值为1 MeV时, 实际使用的大气环境中SRAM器件的翻转截面约为CSNS白光中子源辐照试验获得截面的3—5倍. 即直接用CSNS白光中子源评价电子器件的抗大气中子单粒子效应水平可能会低估大气中子导致的翻转截面. 为此, 可以引入修正因子的概念, 对于一款器件定义大气中子条件下测得的翻转截面与CSNS白光中子源获得的翻转截面比值为该器件的修正因子. 即在CSNS白光中子源测得中子单粒子翻转截面后乘以修正因子即可估计该器件在大气中子单粒子效应的翻转截面, 对于上面的器件能量阈值取1 MeV时, 修正因子分别为4.76, 4和3.70.
上面假设了三种器件的能量阈值相等均为1 MeV, 但实际上SRAM器件的翻转能量阈值很难精确获得且与器件的特征尺寸有关^[31]. 因为器件的特征尺寸越大敏感体积越大, 从而临界电荷也越大, 因此电位翻转所需要的最低能量越大. 即能量阈值随着特征尺寸的增大而增大. 文献[31]仿真得到特征尺寸为0.18, 0.35和0.5 ${\text{μ}}{\rm m}$的SRAM器件的能量阈值分别为0.6, 2.5和6.0 MeV. 为说明能量阈值估计不准确带来截面估算的差异, 本文不考虑上述仿真结果的准确程度, 假设HM62V8100, HM628512B和HM628512A的实际能量阈值分别为0.6, 2.5和6.0 MeV, 分析与上面能量阈值取1 MeV时的差异. 首先根据微分能谱可以重新计算CSNS反角白光中子源和羊八井大气中子对在这三种能量阈值下的有效注量占比, 进一步计算三种器件考虑不同能量阈值时的翻转截面列于表6. 对于能量阈值降低到0.6 MeV的HM62V8100在两种中子源的翻转截面比值由1 MeV的21%降低为18%; 对于能量阈值升高到2.5 MeV的HM628512B在两种中子源的翻转截面比值由25%升高为36%; 对于能量阈值升高到6 MeV的HM628512A翻转截面比值由27%升高为64%. 此时, 三种器件的修正因子分别变为5.56, 2.78和1.56.
可见能量阈值对翻转截面的计算和修正因子都有很大的影响. 这是因为一般器件的翻转能量阈值介于0.3—6 MeV之间^[31], 而CSNS反角白光中子源的峰值能量在1 MeV附近, 其中0.3—6 MeV能量区间的中子占比达到60.78%, 该能量区间在羊八井大气中子中的占比为24.26%. 一般器件的中子能量阈值很难精确获得, 在存在能量阈值误差时, 相同的阈值误差在CSNS反角白光中子源试验中引入更大的截面误差, 从而影响修正因子. 对于一款器件, 试验结束后, 测得的翻转数不变, 能量阈值变化导致有效中子注量变化, 从而影响截面的大小和修正因子的估算. 图8给出了计算得到的不同能量阈值相对1 MeV时修正因子的变化关系. 值得指出的是, 取不同能量阈值时加速因子也随着修正因子等比例变化.

型号	能量阈值/MeV	有效注量占比/%			翻转截面/cm2·bit–1
		CSNS back-n	羊八井		CSNS back-n	羊八井
HM62V8100	0.6	59.23	51.13		8.50 × 10–15	4.70 × 10–14
HM628512B	2.5	26.61	38.02		2.30 × 10–14	6.43 × 10–14
HM628512A	6.0	13.48	32.16		3.94 × 10–14	6.15 × 10–14

表6考虑不同能量阈值时有效注量占比及SRAM器件的翻转截面
Table6.SEU cross section of SRAMs and percentage of effective neutrons considering different energy threshold.

图 8 不同能量阈值相对1 MeV时修正因子的变化关系
Figure8. Correction factor with different energy threshold compare to 1 MeV.

从图8可以看出, 随着能量阈值的增大器件修正因子逐渐减小, 减小的幅度也越来越平缓. 当取能量阈值为10, 12和14 MeV时, 修正因子分别是1 MeV的0.28, 0.25和0.22倍, 对应上述3款器件的修正因子如表7所列.

型号	不同能量阈值取值时的修正因子
	10 MeV	12 MeV	14 MeV
HM62V8100	1.33	1.19	1.05
HM628512B	1.12	1.00	0.88
HM628512A	1.04	0.93	0.81

表7能量阈值取10, 12和14 MeV时器件对应的修正因子
Table7.Correction factor for the DUTs with different energy threshold.

从表7可以看出, 能量阈值取10, 12和14 MeV时, 3款器件的修正因子均在1附近, 其中, 能量阈值取12 MeV时修正因子最接近1 , 即在CSNS反角白光中子源获得的截面与在羊八井大气中子环境中测得的截面结果最为一致. 从表7还可以看出, 相对于1 MeV附近, 能量阈值在此范围的变化对修正因子的影响不大, 此结果与图7中给出的修正因子随能量阈值变化的趋势吻合.
根据单能中子单粒子效应的相关研究^[16,23,31], 一般器件在中子能量刚超过阈值附近的单粒子效应截面比饱和截面小很多(一般2个数量级左右), 中子能量由2.5 MeV增大到14 MeV时测得的单粒子效应截面增大达1个数量级以上^[32]. 可见, 大气中子单粒子翻转截面主要决定于10 MeV以上的中子通量. 尽管CSNS反角白光中子源10 MeV以下中子占比达到81.7%, 其对总翻转数的贡献仍比10 MeV以上的中子小很多. 这也是本文中用12 MeV的能量阈值进行计算时在CSNS反角白光中子源和羊八井大气中子环境中获得相似截面的原因. 因此尽管目前微电子器件单粒子翻转的中子能量阈值一般较小, 但在利用CSNS反角白光中子源的试验结果评估大气中子的威胁时, 可以只考虑12 MeV以上的中子进行计算. 此时, 用CSNS开展大气中子单粒子效应试验的加速因子是能量阈值取1 MeV时的约0.25倍, 为5.2 × 10⁶.
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3.3.CSNS在大气中子单粒子效应研究中的应用展望

根据上述试验结果的分析可知, CSNS反角白光中子源可以应用于加速大气中子单粒子效应试验. 在20 kW附近运行时, CSNS反角白光中子源大于1 MeV的中子通量已是羊八井大气中子的2.1 × 10⁷倍, 是JEDEC地面标准大气的1.3 × 10⁸倍, 是IEC航空12 km高度大气的3.1 × 10⁵倍. 可见CSNS反角白光中子源可用于开展加速大气中子单粒子效应试验, 且随着CSNS的运行功率逐步提高, 其中子通量也会同步提高, 加速因子将等比例提高.
另一方面, 由于CSNS反角白光中子源的中子能谱偏软, 直接利用大于1 MeV的中子进行计算将导致SRAM中子单粒子效应翻转截面与大气中子辐照试验相比偏小, 从而导致用CSNS白光中子源评价电子器件的抗大气中子单粒子效应水平时低估大气中子导致的翻转截面. 因此, 在预估大气中子单粒子效应截面时, 可以根据器件的中子能量阈值对试验结果进行修正. 一般情况下, 器件的翻转阈值很难精确获取, 而且相对于高能中子, 器件在能量阈值附近的翻转数可以忽略, 因此可以直接取12 MeV的能量阈值进行计算, 此时在CSNS反角白光中子源测得的单粒子翻转截面可以近似估计器件在大气中子环境中单粒子效应截面水平. 此时, 用CSNS开展大气中子单粒子效应试验的加速因子是能量阈值取1 MeV时的约0.25倍.
除了反角白光中子源, CSNS还规划了其他3条可用于模拟大气中子的白光中子束线. 根据上述束线中子能谱的仿真分析^[18,28], 在这4条白光中子束线中, 已建成可用的反方向白光中子源能谱最软, 中子高能成分最低, 与大气中子能谱相差最大. 根据表5中给出的其他3条白光中子束线大于1 MeV中子中不同能区中子占比^[18,28], 可以看出规划中的3条束线可以更好地模拟大气中子能谱, 其中第2靶站引出方向与质子入射方向夹角为30°的白光中子束线与大气中子能谱最为接近. 未来可更好地服务于大气中子单粒子效应研究.

本文利用CSNS反角白光中子源开展了SRAM器件大气中子单粒子效应试验, 被辐照器件均观测到单粒子翻转效应, 不同测试图形的翻转截面差别不大. 单粒子翻转截面与器件的特征尺寸没有明显的单调关系, 其原因是特征尺寸降低导致临界电荷和敏感体积的变化对翻转截面的贡献为竞争关系. 其次, 本文利用前期在西藏羊八井开展的高原大气中子辐照试验结果对CSNS反角白光中子源进行评估, 结果表明考虑1 MeV的能量阈值时, 在羊八井获得的单粒子翻转截面是在CSNS反角白光中子源获得数据的约3—5倍. 其原因在于两种辐射环境中子能谱的差异, CSNS反角白光中子源相对于大气中子低能区中子占比多, 高能区中子占比少. 因此直接用CSNS白光中子源评价电子器件的抗大气中子单粒子效应水平可能会低估大气中子导致的翻转截面. 本文根据试验结果, 引入修正因子的概念, 即基于CSNS反角白光中子源获得的翻转截面乘以修正因子即为估计的大气中子单粒子翻转截面. 此外, 根据CSNS反角白光中子源与大气中子能谱的差异分析了能量阈值的差异对翻转截面估计的影响, 并给出了修正因子随能量阈值的变化关系, 发现用12 MeV的能量阈值进行计算时, 在CSNS反角白光中子源测得的单粒子翻转截面可以很好地估计器件在大气中子环境中的单粒子效应水平, 此结果为后续利用CSNS反角白光中子源开展中子单粒子效应试验提供了参考.
同时本文的研究结果还表明, CSNS反角白光中子源可以应用于加速大气中子单粒子效应试验. 在20 kW附近工作时, CSNS反角白光中子源大于1 MeV的中子通量相对于JEDEC地面标准大气中子、羊八井大气中子和IEC航空高度大气中子的加速因子分别是1.3 × 10⁸, 2.1 × 10⁷和3.1 × 10⁵倍. 能量阈值采用12 MeV进行计算时, 加速因子降为取1 MeV的约0.25倍. 随着CSNS运行功率的逐步提高, 加速因子也会同步提高. 除论文中使用的CSNS反角白光中子束线外, CSNS还在规划另外3条白光中子束线, 且与大气中子能谱更为接近. 预期CSNS未来可更好地服务于大气中子单粒子效应研究, 助力我国抗辐射加固事业及航空工业的发展.
感谢中国散裂中子源提供束流机时, 感谢反角白光中子源的同志的支持和帮助.