雙激光脈沖打靶形成Gd 等離子體的極紫外光譜輻射*

謝卓 溫智琳 司明奇 竇銀萍? 宋曉偉 林景全2)?

1)(長春理工大學(xué)物理學(xué)院,長春 130022)

2)(長春理工大學(xué),吉林省超快與極紫外光學(xué)重點(diǎn)實驗室,長春 130022)

高端芯片制造所需要的極紫外光刻技術(shù)位于我國當(dāng)前面臨35 項“卡脖子”關(guān)鍵核心技術(shù)之首.高轉(zhuǎn)換效率的極紫外光源是極紫外光刻系統(tǒng)的重要組成部分.本文通過采用雙激光脈沖打靶技術(shù)實現(xiàn)較強(qiáng)的6.7 nm極紫外光輸出.首先,理論計算Gd18+—Gd27+離子最外層4d 殼層的4p-4d 和4d-4f 能級之間躍遷、以及Gd14+—Gd17+離子最外層4f 殼層的4d-4f 能級之間躍遷對波長為6.7 nm 附近極紫外光的貢獻(xiàn).其后開展實驗研究,結(jié)果表明,隨著雙脈沖之間延時的逐漸增加,波長為6.7 nm 附近的極紫外光輻射強(qiáng)度呈現(xiàn)先減弱、后增加、之后再減弱的變化趨勢,在雙脈沖延時為100 ns 處產(chǎn)生的極紫外光輻射最強(qiáng).并且,在延時為100 ns處產(chǎn)生的光譜效率最高,相比于單脈沖激光產(chǎn)生的光譜效率提升了33%.此外,發(fā)現(xiàn)雙激光脈沖打靶技術(shù)可以有效地減弱等離子體的自吸收效應(yīng),獲得的6.7 nm 附近極紫外光譜寬度均小于單激光脈沖打靶的情形,且在脈沖延時為30 ns 時刻所產(chǎn)生的光譜寬度最窄,約為單獨(dú)主脈沖產(chǎn)生極紫外光譜寬度的1/3.同時,Gd 極紫外光譜的變窄提高了波長為6.7 nm (0.6%帶內(nèi))附近的光譜利用效率.

1 引言

在顯微成像、芯片制造和材料分析等領(lǐng)域,激光等離子體極紫外(extreme ultraviolet,EUV)光源具有重要作用[1-3].尤其是輸出波長為13.5 nm的Sn 靶激光等離子體EUV 光源[4-6],該波長正好處于Mo/Si 多層膜反射峰附近,其反射率高達(dá)70%[7].可應(yīng)用于高端芯片制造所用的極紫外光刻技術(shù)中,實現(xiàn)7 nm 甚至更小光刻節(jié)點(diǎn)芯片的制造.

為了推進(jìn)納米制造中光刻技術(shù)的進(jìn)一步發(fā)展,研究人員正在努力開發(fā)光刻節(jié)點(diǎn)小于7 nm 甚至更小尺寸節(jié)點(diǎn)器件的曝光方法.根據(jù)瑞利公式可知[8],減小曝光波長是一種有效的途徑,即利用高Z(原子序數(shù))元素實現(xiàn)短于10 nm 波長的輸出[9].研究發(fā)現(xiàn)稀土金屬Gd 元素具有與金屬Sn 相似的原子結(jié)構(gòu),在波長為6.7 nm 附近可產(chǎn)生強(qiáng)烈的極紫外光輻射[10].同時,La/B4C 多層膜反射鏡在波長為6.7 nm (0.6%帶寬)處的反射率約為40%,理論上可高達(dá)70%[11].以上特性使Gd 靶6.7 nm 極紫外光具有成為實現(xiàn)更小節(jié)點(diǎn)器件所需光源的有力候選者.

基于以上原因,研究人員開展大量的實驗對激光等離子體6.7 nm 極紫外光源進(jìn)行研究.Yoshida等[12]采用球型靶材來產(chǎn)生極紫外光源,產(chǎn)生的最大極紫外轉(zhuǎn)換效率是平面靶的2 倍.同時,該研究組采用多脈沖激光輻照固體靶材的方法來抑制等離子體膨脹導(dǎo)致的能量損失,進(jìn)而增強(qiáng)極紫外輻射強(qiáng)度[13].Cummins 等[14]采用納秒、皮秒和飛秒三種不同脈沖激光來燒蝕固體釓靶進(jìn)行實驗研究,發(fā)現(xiàn)皮秒脈沖產(chǎn)生的極紫外轉(zhuǎn)換效率要高于其他兩種.Yin 等[15]研究發(fā)現(xiàn)當(dāng)激光脈沖寬度從幾納秒減小到幾百皮秒過程中,產(chǎn)生的6.7 nm 光譜峰位置向長波方向移動.Wezyk 等[10]提出Mg65Cu25Gd10合金靶材,該靶材的熔點(diǎn)小于500 ℃,實現(xiàn)可循環(huán)重復(fù)的液滴靶和產(chǎn)生波長在6.7 nm 附近的極紫外光來滿足光刻等領(lǐng)域的要求.國內(nèi)Xu 等[16]和Wang等[17]利用激光輔助放電等離子體的方法開展了極紫外光源的研究,在波長為6.7 nm 附近獲得了較強(qiáng)的極紫外光輻射輸出.此外,激光等離子體的不透明效應(yīng)嚴(yán)重影響了極紫外向外輻射[18].等離子體中的離子分布和密度在極紫外光透過等離子體向外輻射過程中起到關(guān)鍵的作用.然而,離子的分布依賴于實驗過程中的激光參數(shù)和靶材參數(shù).對參數(shù)的優(yōu)化可實現(xiàn)光學(xué)薄等離子體和獲得較高的6.7 nm極紫外轉(zhuǎn)換效率.Higashiguchi 等[19]利用CO2和Nd:YAG 激光器分別作為極紫外光的驅(qū)動光源,由于CO2激光(10.6 μm)的臨界密度遠(yuǎn)小于Nd:YAG 激光(1.06 μm)情況,CO2激光作為驅(qū)動光源時可產(chǎn)生光學(xué)薄等離子體和較強(qiáng)的極紫外光輻射.同時,該研究組利用低密度靶來產(chǎn)生極紫外光源減少共振線的產(chǎn)生,進(jìn)而抑制了自吸收效應(yīng)[20].雙脈沖技術(shù)也是抑制自吸收效應(yīng)的方法之一[19],采用主脈沖激光對預(yù)脈等離子體再次加熱的方式,通過控制雙脈沖之間的延時、預(yù)脈沖波長以及能量可獲得高的轉(zhuǎn)換效率的光源[21-23].目前為止,在雙脈沖實驗中以Sn 和Li 元素為靶材的實驗研究較多,Gd 靶的雙脈沖實驗尚少.Dou等[24]采用雙脈沖來減緩Gd 離子的動能,結(jié)果表明雙脈沖情況下產(chǎn)生的離子動能是單脈沖的1/18.Higashiguchi 等[19]采用雙脈沖燒蝕低密度靶產(chǎn)生的6.7 nm 極紫外的轉(zhuǎn)換效率相比于固體靶增強(qiáng)了1.6 倍.但是Gd 靶雙激光脈沖打靶形成等離子體極紫外光譜輻射特性的研究尚少,有必要進(jìn)一步對雙激光脈沖打靶下Gd 光譜的輻射特性進(jìn)行研究.

本文利用平像場光柵光譜儀對雙激光脈沖打靶形成Gd 等離子體的極紫外光譜輻射進(jìn)行研究.首先,利用Cowan 程序?qū)Σ煌珿d 離子的自發(fā)躍遷概率進(jìn)行理論計算,并與實驗曲線進(jìn)行對比.其次,采用雙激光脈沖打靶技術(shù)獲得不同延時下的波長為6.7 nm 的極紫外光譜以及對應(yīng)輻射強(qiáng)度的變化規(guī)律.此外,對不同延時下產(chǎn)生的Gd 靶極紫外光譜寬度進(jìn)行了研究.最后,對雙激光脈沖打靶形成Gd 等離子體極紫外的光譜效率進(jìn)行了研究.

2 實驗裝置

雙激光脈沖打靶形成Gd 等離子體的極紫外光譜輻射的實驗裝置如圖1 所示.實驗采用重復(fù)頻率為10 Hz、脈寬為8 ns、輸出波長分別為532 nm(Continuum,Surelite II,最大能量為250 mJ)和1064 nm (Continuum,Powerlite Precision II,最大能量為1 J)的兩臺激光器作為產(chǎn)生極紫外光源所用的預(yù)-主脈沖激光光源.兩光束分別經(jīng)過M1(532 nm,45°高反鏡)、M2 (532 nm,22.5°高反鏡)和M3 (1064 nm,22.5°高反和532 nm 高透鏡)反射鏡后合束,最終通過焦距為400 mm 的平凸透鏡聚焦于固定在三維平移臺的Gd 靶表面.通過移動三維平移臺的上下、左右來更換靶材的位置,以保證每發(fā)脈沖都能輻照在全新的靶材表面.實驗過程中,焦斑大小的測量是使用單發(fā)脈沖激光聚焦在平面靶材上面,利用金相顯微鏡對燒蝕區(qū)域進(jìn)行測量來獲得焦斑的直徑,進(jìn)而得到脈沖激光功率密度值.

圖1 雙激光脈沖打靶形成Gd 等離子體的極紫外光譜輻射實驗裝置圖Fig.1.Experimental setup for the characteristics of EUV emission from Gd plasma produced by dual laser.

采用平像場光柵光譜儀對雙激光脈沖形成Gd 等離子體極紫外光譜輻射進(jìn)行測量.極紫外光經(jīng)過厚度為200 nm 的金屬Zr 膜、球面鏡、柱面鏡和狹縫,最后以87°角入射至中心刻線密度為1200 l/mm 的變柵距凹面光柵上,所獲得的衍射光成像到背向照明的X-ray CCD (Andor,iKon-MSO)上面.利用Si 光譜對光譜儀進(jìn)行標(biāo)定,光譜儀的分辨率約為0.02 nm.

采用數(shù)字延時發(fā)生器(Stanford Research,DG645)對預(yù)、主脈沖激光和X-ray CCD 進(jìn)行同步控制,其精度小于1 ns.整個實驗過程中,均采用單發(fā)模式,真空度約為10—3Pa.

3 實驗結(jié)果與討論

首先采用輸出波長為1064 nm、激光功率密度為2×1012W/cm2的脈沖激光單獨(dú)輻照固體Gd 靶,對其產(chǎn)生的極紫外光譜輻射特性進(jìn)行研究,典型的Gd 靶激光等離子體極紫外光譜如圖2黑色曲線所示.從圖2 可以看出,在波長為6.7 nm附近產(chǎn)生了強(qiáng)烈的輻射,其主要由不可分辨躍遷矩陣(unresolved transition arrays,UTAs)所主導(dǎo)[25].同時,在波長6.7—7.0 nm 范圍內(nèi),由于等離子體對于極紫外光來說透明度較低,等離子體內(nèi)部產(chǎn)生的極紫外光在向外輻射過程中會被等離子體吸收而產(chǎn)生凹陷現(xiàn)象[18].

為了進(jìn)一步了解不同價態(tài)的Gd 離子對6.7 nm極紫外光輻射的貢獻(xiàn),采用組態(tài)之間相互作用Hartree-Fock 模型的Cowan 程序[26]計算了Gd14+—Gd27+離子自發(fā)輻射速率與波長之間的關(guān)系.由于收縮因子(Slater scaling)對計算結(jié)果的影響較為明顯,文中采用的收縮因子為0.90,自旋-軌道參數(shù)不變.將不同離子情況下計算得到的自發(fā)輻射速率以相同的量級進(jìn)行修改,并與Gd 靶極紫外光譜比較,結(jié)果如圖2 中紅色曲線所示.可知,輻射波長在6.7 nm 附近的極紫外光是由Gd18+—Gd27+離子最外層4d 殼層的4p-4d 和4d-4f 能級之間躍遷,以及Gd14+—Gd17+離子最外層4f 殼層的4d-4f 能級之間的躍遷兩者所貢獻(xiàn).輻射波長在6.8—7.5 nm 之間的一些可辨識的極紫外光譜峰主要由Gd14+—Gd16+離子4f-5d 和4f-5g 能級之間的躍遷所貢獻(xiàn).

圖2 Gd 靶激光等離子體極紫外光輻射實驗曲線(黑色)和理論計算Gd 不同離子價態(tài)自發(fā)輻射速率與波長之間的關(guān)系(紅色).圖中的14+—27+表示Gd 離子階數(shù).Gd18+—Gd27+離子的躍遷類型為Δn=0,n=4,4p64dm-4p54dm+1+4dm—14f(m=1—10),Gd14+—Gd17+離子的躍遷類型為Δn=0,n=4,4d104fm-4d94fm+1(m=1—4)和Δn=1,n=4,n=5,4d104f-4d94fm—15d+4d94fm—15g(m=1—4)Fig.2.Experimental waveform of laser produced Gd plasma EUV emission (black line),and the transition probabilities of Gd14+-Gd27+ computed with the Cowan code including the effects of CI (red line).The transition type of Gd18+-Gd27+ is Δn=0,n=4,4p64dm-4p54dm+1+4dm—14f(m=1-10).And the transition type of Gd14+-Gd17+ is Δn=0,n=4,4d104fm-4d94fm+1(m=1-4),and Δn=1,n=4,n=5,4d104f-4d94fm—15d+4d94fm—15g (m=1-4).

接下來,對雙激光脈沖打靶形成的Gd 等離子體極紫外光譜輻射特性進(jìn)行研究.在雙脈沖實驗中,波長為532 nm 的激光所對應(yīng)的等離子體臨界密度要高于波長為1064 nm 激光情況.如果采用波長為532 nm 激光作為預(yù)脈沖,1064 nm 激光作為主激光,當(dāng)預(yù)等離子體密度達(dá)到主脈沖激光所對應(yīng)的臨界密度時,此時主脈沖激光能量可有效地注入至預(yù)等離子體中來加熱預(yù)等離子體,利于產(chǎn)生6.7 nm 光轉(zhuǎn)化的離子,進(jìn)而增強(qiáng)極紫外光輻射.因此,采用波長為532 nm 激光作為預(yù)脈沖,1064 nm激光作為主激光來進(jìn)行雙激光脈沖打靶形成Gd等離子體極紫外光譜輻射特性的實驗,結(jié)果如圖3所示.圖3(a)為主脈沖激光功率為2×1012W/cm2和預(yù)脈沖激光功率為2.2×1010W/cm2(不足以產(chǎn)生極紫外光源)情況下,不同延時所產(chǎn)生的極紫外光譜曲線圖.從圖3(a)可以看出,波長為6.7 nm附近的極紫外光輻射強(qiáng)度隨著延時的增加而發(fā)生變化,其極紫外光輻射強(qiáng)度與不同延時的關(guān)系如圖3(b)所示,圖中紅線所示為單獨(dú)主脈沖激光產(chǎn)生的6.7 nm 附近極紫外光輻射強(qiáng)度,黑線所示為不同延時下雙脈沖激光產(chǎn)生的6.7 nm 附近極紫外光輻射強(qiáng)度.從圖3(b)可知,在雙脈沖情況下,極紫外光輻射強(qiáng)度在延時10—30 ns 范圍內(nèi)快速下降,隨后在延時50—100 ns 范圍內(nèi)強(qiáng)度恢復(fù)增加,在延時進(jìn)一步從100 ns 增加至500 ns 的過程中,輻射強(qiáng)度再一次下降.在延時為100 ns 時,產(chǎn)生的極紫外光輻射強(qiáng)度最強(qiáng).產(chǎn)生該趨勢的原因如下:在延時10—30 ns 范圍內(nèi),532 nm 脈沖激光產(chǎn)生預(yù)等離子體初期的密度略小于其對應(yīng)的臨界密度4×1021cm—3,此時的預(yù)等離子體會屏蔽大部分主脈沖1064 nm 激光能量,只吸收少部分主脈沖激光能量.同時,激光等離子體的輻射是通過電子碰撞激發(fā)態(tài)產(chǎn)生去激發(fā)過程而向外輻射強(qiáng)度,等離子體的輻射強(qiáng)度與電子密度成正比[27],而且預(yù)等離子體的密度又與雙脈沖之間的延時成反比.因此,在延時10—30 ns 范圍內(nèi)極紫外光輻射強(qiáng)度呈現(xiàn)減弱趨勢.隨著延時進(jìn)一步增加,預(yù)等離子體的膨脹程度變得明顯,可增強(qiáng)與主脈沖激光等離子體之間的耦合[28].此外,預(yù)等離子體密度在逐漸減少,當(dāng)減少至主脈沖激光等離子體所對應(yīng)的臨界密度(1×1021cm—3)時,預(yù)等離子體可充分吸收主脈沖能量并對預(yù)等離子體進(jìn)行加熱[29],最終實現(xiàn)較強(qiáng)的極紫外光輻射輸出,正如延時為100 ns 時產(chǎn)生的極紫外光輻射情形.在延時從100 ns 增加至500 ns 過程中,預(yù)等離子體電子密度逐漸降低,而等離子體對激光的吸收系數(shù)與電子密度的平方成正比,導(dǎo)致延時在100—500 ns 范圍內(nèi)產(chǎn)生的預(yù)等離子體相對于主脈沖激光來說是透明的,主脈沖激光可以透過預(yù)等離子體與金屬Gd 靶直接作用,導(dǎo)致只有部分主脈沖激光來加熱預(yù)等離子體,剩余部分主脈沖激光與靶材作用,致使極紫外光輻射強(qiáng)度隨著延時的增加而逐漸減弱.

圖3 不同延時下,(a)6.7 nm 極紫外光輻射曲線以及(b)6.7 nm 峰值附近處輻射強(qiáng)度.主脈沖激光功率為2×1012 W/cm2、預(yù)脈沖激光功率為2.2×1010 W/cm2Fig.3.(a)The impendence of 6.7 nm EUV spectrum radiation and (b)the radiation intensity of the 6.7 nm peak on the different delay time with the main pulse laser density of 2×1012 W/cm2 and pre-pulse laser density of 2.2 ×1010 W/cm2.

此外,發(fā)現(xiàn)延時在10—500 ns 區(qū)間內(nèi)產(chǎn)生的極紫外光譜寬度遠(yuǎn)小于主脈沖產(chǎn)生的極紫外光譜情況.對比了延時分別為30,100 ns 和主脈沖三種情況下的極紫外光譜曲線的半高寬度.為了便于對比,將圖3(a)中延時為30 ns 和主脈沖兩種情況所產(chǎn)生的極紫外光譜強(qiáng)度調(diào)整至與延時為100 ns 所產(chǎn)生的輻射強(qiáng)度相同,結(jié)果如圖4 所示.延時為30 和100 ns 兩種情況下產(chǎn)生的極紫外光譜寬度相近,但均窄于主脈沖情況,并且延時為30 ns 產(chǎn)生的光譜寬度最窄,約為主脈沖產(chǎn)生寬度的1/3.Higashiguchi 等[20]實驗結(jié)果表明采用低密度靶(10%Gd 含量)產(chǎn)生的6.7 nm 極紫外光譜寬度約為1 nm,約為本文獲得最窄極紫外光譜寬度的2 倍.Churilov 等[30]利用Nd:glass 激光燒蝕Gd 靶獲得的極紫外光譜寬度約為0.1 nm,為本文獲得最窄光譜寬度的1/4.綜上可知,我們的實驗現(xiàn)象說明了雙脈沖技術(shù)可產(chǎn)生光學(xué)薄等離子體,有效地減弱了等離子體的自吸收效應(yīng),增強(qiáng)6.7 nm 附近的極紫外光輸出.同時,優(yōu)化雙脈沖之間的延時可以促進(jìn)利于6.7 nm 光源的高階離子的產(chǎn)生,進(jìn)而獲得較窄的極紫外光譜.

圖4 延時為30,100 ns 和主脈沖三種情況下的極紫外光譜寬度對比圖Fig.4.Comparisons of EUV spectral widths under the delay of 30,100 ns and main pulse.

根據(jù)圖2 的理論計算可知,不同價態(tài)的Gd 離子所對應(yīng)的波長范圍不同.Gd18+附近的離子所對應(yīng)的波長范圍最窄,高于Gd18+和低于Gd18+的離子所對應(yīng)波長范圍較寬,并且對長波方向的貢獻(xiàn)較多.在改變雙脈沖之間延時過程中,等離子體的電子溫度和電子密度均在改變,進(jìn)而產(chǎn)生的離子階也發(fā)生變化.根據(jù)文獻(xiàn)[31]可知產(chǎn)生6.7 nm 對應(yīng)的理想等離子體參數(shù)的電子密度在1019—1020/cm3,電子溫度在100—120 eV.我們采用FLYCHK 程序[32]理論計算了電子密度為1019和1020cm—3條件下,不同價態(tài)的離子豐度與電子溫度之間的關(guān)系,如圖5 所示.根據(jù)結(jié)果可知,在各自的電子密度下,電子溫度的逐漸增加導(dǎo)致高階離子的數(shù)量也在增加,且產(chǎn)生Gd18+離子及其所對應(yīng)的電子溫度均在100 eV 左右.此外,Higashiguchi 等[33]的理論計算結(jié)果表明,等離子體的電子溫度隨著雙脈沖延時的增加呈現(xiàn)先快速增加后緩慢減少的趨勢,在延時t=70 ns 附近電子溫度最大.因此,結(jié)合圖2的實驗結(jié)果可知,在延時為30 ns 時產(chǎn)生了大量的Gd18+附近(對應(yīng)電子溫度為100 eV 左右)離子來實現(xiàn)較窄的光譜寬度.而在其他延時下會產(chǎn)生的Gd18+附近離子濃度變小,更高階次或更低階次的離子濃度增加,進(jìn)而導(dǎo)致產(chǎn)生的極紫外光譜寬度變寬,如圖4 所示.

圖5 在電子密度為1019 (a)和1020 cm—3 (b)條件下,離子豐度與電子溫度之間的關(guān)系,圖中的14+—25+表示Gd 離子階數(shù)Fig.5.Ionic populations of Gd plasma as a function of Te under the electron density of 1019 (a)and 1020 cm—3 (b).The numbers in the figure are represented the ion stages of Gd plasma.

由圖5 可知,在有利于6.7 nm 輻射的電子密度(1019—1020cm—3)下,產(chǎn)生Gd18+離子所對應(yīng)的電子溫度均在100 eV 左右,并且Gd18+離子相對于其他階離子具有相對高的離子豐度.但是電子密度為1019和1020cm—3兩種情況下所產(chǎn)生的Gd18+離子最大的豐度值不同.為了說明在延時從30 ns增至100 ns 時Gd18+離子豐度降低的原因,計算了電子溫度為100 eV 時Gd18+離子豐度在電子密度為1019—1020/cm3區(qū)間的變化[32],結(jié)果如圖6 所示.可以看出,隨著電子密度的增加,Gd18+離子豐度呈現(xiàn)先增加后減少的趨勢.由圖3(b)實驗結(jié)果可知,在延時30 ns 時產(chǎn)生的極紫外輻射強(qiáng)度比較低,在延時100 ns 時產(chǎn)生的極紫外輻射強(qiáng)度比較高.又因為輻射強(qiáng)度與電子密度的平方成正比,因此,在延時30 ns 時所對應(yīng)的電子密度較小,而在延時為100 ns 時所對應(yīng)的電子密度較大.這一雙激光脈沖打靶下的電子密度隨延時的變化與Favre等[34]在雙脈沖下高Z元素靶形成等離子體電子溫度變化趨勢一致.結(jié)合圖6 可知,在延時30 ns 時對應(yīng)著相對高的Gd18+離子豐度,進(jìn)而可產(chǎn)生較窄的光譜.而在延時100 ns 時對應(yīng)著相對低的Gd18+離子,并產(chǎn)生相對于30 ns 情況下較寬的光譜.

圖6 固定電子溫度為100 eV 條件下,Gd18+離子豐度與電子密度之間的關(guān)系Fig.6.The Gd18+ ion population dependence of electron density under the electron temperature of 100 eV.

最后,對不同延時下產(chǎn)生的光譜效率(spectral efficiency,SE)進(jìn)行研究.Aota 和Tomie[27]的研究結(jié)果表明,光譜效率是影響獲得極紫外高轉(zhuǎn)換效率的一個重要因素,對其進(jìn)行研究可為獲得高轉(zhuǎn)換效率的極紫外光源奠定基礎(chǔ).我們定義波長6.7 nm 附近的0.6%帶內(nèi)輻射與全寬帶輻射的比值稱為光譜效率,本文中計算光譜效率所對應(yīng)的譜線寬度波長范圍為5—10 nm.實驗結(jié)果如圖7 所示,發(fā)現(xiàn)雙脈沖情況下產(chǎn)生的光譜效率均大于單脈沖情況,并且隨著雙脈沖延時的增加光譜效率基本呈現(xiàn)先增加后減少的趨勢,在延時為100 ns 時產(chǎn)生的極紫外光譜效率最大,相比于單脈沖來說,該延時所產(chǎn)生的光譜效率提升了33%.此外,較高的光譜效率也表明,光源具有較低極紫外光離帶熱輻射,這樣,可減弱對光刻機(jī)中光學(xué)元件的損壞[35].

圖7 不同延時下,波長6.7 nm 左右的0.6%帶內(nèi)的光譜效率Fig.7.Spectral efficiency of the 0.6% in band radiation around 6.7 nm to the total radiation between 5-10 nm under the main pulse and dual pulse with different delay time.

4 結(jié)論

本文對雙脈沖激光打靶形成Gd 等離子體極紫外光譜輻射特性進(jìn)行了研究.實驗結(jié)果表明,在波長6.7 nm 附近產(chǎn)生了強(qiáng)的輻射,其主要由不可分辨躍遷矩陣所主導(dǎo).采用組態(tài)之間相互作用Hartree-Fock 模型的Cowan 程序計算了Gd14+—Gd27+離子自發(fā)輻射速率與波長之間的關(guān)系.輻射波長在6.7 nm 附近的極紫外光是由Gd18+—Gd27+離子最外層4d 殼層的4p-4d 和4d-4f 能級之間躍遷,以及Gd14+—Gd17+離子最外層4f 殼層的4d-4f 能級之間的躍遷兩者所貢獻(xiàn).雙脈沖實驗結(jié)果表明,由于預(yù)等離子體的密度和膨脹體積隨著延時的增加而發(fā)生變化,導(dǎo)致6.7 nm 附近的極紫外輻射強(qiáng)度隨著延時的增加呈現(xiàn)先減弱、后增加、之后再減弱趨勢,在延時為100 ns 處產(chǎn)生的6.7 nm 極紫外光輻射強(qiáng)度最強(qiáng).此外,發(fā)現(xiàn)雙脈沖技術(shù)可以有效地減弱等離子體的自吸收效應(yīng),在延時10—500 ns 區(qū)間內(nèi)產(chǎn)生的極紫外光譜寬度均小于單獨(dú)主脈沖情形,延時為30 ns 所產(chǎn)生的寬度最窄,約為單獨(dú)主脈沖產(chǎn)生極紫外光譜寬度的1/3.最后,6.7 nm 處的光譜效率結(jié)果表明,雙脈沖條件下所產(chǎn)生的光譜效率均高于單脈沖情形,而且在延時為100 ns 時光譜效率最高,相比于單脈沖來說,該延時所產(chǎn)生的光譜效率提升了33%.同時該光源具有較低的極紫外光離帶熱輻射,可減弱對光刻機(jī)中光學(xué)元件的損壞.本研究可為我國開發(fā)高端芯片制造所需的極紫外光源奠定基礎(chǔ).