Bi靶激光等離子體極紫外光源以及碎屑輻射特性研究

謝 卓, 王海建, 竇銀萍*, 宋曉偉*, 林景全,2

1. 長(zhǎng)春理工大學(xué)物理學(xué)院，吉林 長(zhǎng)春 130022 2. 長(zhǎng)春理工大學(xué)，吉林省超快與極紫外光學(xué)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，吉林 長(zhǎng)春 130022 3. 長(zhǎng)春理工大學(xué)重慶研究院，重慶 401120

引 言

激光等離子體極紫外(extreme ultraviolet, EUV)光源在高端芯片制造所用的光刻技術(shù)中起著重要的作用[1]。 尤其是Sn靶激光等離子體極紫外光源，其輸出波長(zhǎng)峰值位于13.5 nm(2%帶寬)處[2-4]，該波長(zhǎng)正好處于Mo/Si多層膜反射峰附近，其反射率可高達(dá)70%左右[5], 成功的應(yīng)用于最先進(jìn)的極紫外光刻機(jī)上面，可實(shí)現(xiàn)7 nm甚至更小光刻節(jié)點(diǎn)芯片的制造。

除了將13.5 nm極紫外光源用于光刻機(jī)外，該波長(zhǎng)光源以及其他輸出波長(zhǎng)的一些極紫外光源也有著廣泛的應(yīng)用。 比如，極紫外計(jì)量學(xué)是研制極紫外光刻機(jī)過程中不可缺少的工具[6]，其可測(cè)試光學(xué)元件是否滿足極紫外光刻機(jī)的標(biāo)準(zhǔn)，并且測(cè)試光學(xué)器件所需光源應(yīng)具有較寬波長(zhǎng)范圍，因此，極紫外計(jì)量學(xué)領(lǐng)域?qū)λ韫庠淳哂袑拵Ч庾V輻射的要求。 此外，寬帶譜的極紫外光源還可應(yīng)用于顯微鏡以及材料表面分析等領(lǐng)域[7-8]。 然而，Sn靶激光等離子體13.5 nm極紫外光譜為窄帶譜，無法完全滿足計(jì)量學(xué)領(lǐng)域。 研究人員開始尋找新型靶材來產(chǎn)生寬帶輻射的極紫外光源。 Tobin等利用激光輔助放電鎵銦錫合金等離子體的方法，在波長(zhǎng)10～18 nm范圍內(nèi)產(chǎn)生了寬帶的光譜[9]。 同樣，Kambali等利用激光燒蝕錫-金合金產(chǎn)生等離子體的方法，在波長(zhǎng)13～18 nm范圍內(nèi)獲得了平坦的寬光譜[10]。 最近研究人員發(fā)現(xiàn)，高度電離的Bi(Bismuth)等離子體在8～17 nm范圍內(nèi)產(chǎn)生一個(gè)輻射較強(qiáng)且寬帶的極紫外光譜[11]。 此外，金屬Bi及其合金可提供一種成本較低、 替代錫-金合金的靶材，而且一些金屬Bi合金接近于室溫時(shí)是液態(tài)，這一特性使它們更容易用于液滴靶(高工作頻率靶的形式)極紫外光源，應(yīng)用于研制極紫外光刻機(jī)過程中所需的極紫外計(jì)量學(xué)領(lǐng)域中。 因此，這些特性促使研究人員對(duì)Bi靶激光等離子體的極紫外光輻射進(jìn)行研究。

到目前為止，研究人員對(duì)高價(jià)態(tài)Bi離子產(chǎn)生的光譜研究甚少。 早期人們對(duì)低價(jià)態(tài)的Bi中性粒子[12]、 Bi1+和Bi2+[13]產(chǎn)生的光譜進(jìn)行了測(cè)量和理論分析。 近年來，人們相繼研究了Bi14+產(chǎn)生的光譜[14]。 隨后，Wu等研究了波長(zhǎng)為1～7 nm范圍內(nèi)的Bi極紫外光譜，主要是由Bi22+-Bi46+構(gòu)成的不可分辨躍遷陣列(unresolved transition arrays, UTAs)所貢獻(xiàn)[15]。 其中，高價(jià)態(tài)Bi離子在躍遷過程Δ=0，n=4-4中產(chǎn)生的不可分辨躍遷陣列輻射位于2.3～4.4 nm范圍內(nèi)[16-17]。 近期，Liu等研究了波長(zhǎng)8～17 nm范圍內(nèi)的Bi靶激光等離子體極紫外光譜，并對(duì)其光譜進(jìn)行了理論分析[11]。 但是聚焦光斑對(duì)Bi極紫外光輻射的影響研究尚少，并且Bi靶激光等離子體的離子碎屑輻射分布角度特性以及雙脈沖對(duì)Bi 靶極紫外光輻射影響的研究工作尚未開展。

利用平像場(chǎng)光譜儀和法拉第杯對(duì)Bi靶激光等離子體產(chǎn)生的極紫外光源和離子碎屑輻射特性進(jìn)行研究。 首先，研究極紫外光譜輻射特性隨不同激光功率變化的規(guī)律。 其次，利用雙脈沖技術(shù)獲得了不同預(yù)脈沖能量下所產(chǎn)生的極紫外光譜輻射特性的變化規(guī)律。 最后，采用法拉第杯對(duì)Bi靶極紫外光源的離子碎屑角分布輻射以及離子碎屑動(dòng)能進(jìn)行了測(cè)量。

1 實(shí)驗(yàn)部分

Bi靶激光等離子體極紫外光源以及碎屑輻射特性的實(shí)驗(yàn)裝置如圖1所示。 實(shí)驗(yàn)采用重復(fù)頻率為10 Hz、 脈寬為8 ns、 輸出波長(zhǎng)為532 nm、 最大能量為250 mJ(Continuum, Surelite Ⅱ)和重復(fù)頻率為10 Hz、 脈寬為10 ns、 輸出波長(zhǎng)為1 064 nm、 最大能量為1 J(Continuum, Powerlite Precision Ⅱ)的兩臺(tái)激光器作為產(chǎn)生Bi靶等離子體所用的激光光源。 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(1 064 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(tái)的靶材表面。 通過移動(dòng)透鏡與靶材表面的相對(duì)距離來獲得不同聚焦光斑大小，進(jìn)而獲得不同的激光功率密度。 聚焦光斑大小的測(cè)量是使用單發(fā)脈沖激光聚焦在平面靶材上面，利用金相顯微鏡獲得不同條件下的燒蝕區(qū)域直徑。 另外，通過移動(dòng)三維平移臺(tái)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。

采用平像場(chǎng)光柵光譜儀對(duì)激光聚焦在Bi靶表面產(chǎn)生的等離子體極紫外光譜輻射進(jìn)行測(cè)量，為了利于收集較強(qiáng)的極紫外光，將光譜儀放置與靶面法線成45°角方向上[18]。 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1 200 l·mm-1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-M)上面。 利用Si光譜對(duì)光譜儀進(jìn)行標(biāo)定，光譜儀的分辨率約為0.02 nm。

圖1 Bi靶激光等離子體極紫外光源以及 碎屑輻射特性實(shí)驗(yàn)裝置圖Fig.1 Experimental setup for the EUV emission and debrisfrom laser produced Bi plasma

在雙脈沖實(shí)驗(yàn)中，使用532 nm激光作為預(yù)脈沖，1 064 nm激光作為主脈沖。 采用數(shù)字延時(shí)發(fā)生器(Stanford Research, DG645, 精度小于1 ns)對(duì)預(yù)、 主脈沖激光和X-ray CCD進(jìn)行同步控制。 采用由二分之一波片和格蘭棱鏡組成的衰減器對(duì)預(yù)脈沖能量進(jìn)行調(diào)節(jié)。

采用飛行時(shí)間法對(duì)Bi靶等離子體光源離子的角分布輻射特性進(jìn)行測(cè)量，實(shí)驗(yàn)中利用法拉第杯電荷收集器對(duì)Bi靶等離子體光源產(chǎn)生的離子碎屑進(jìn)行收集測(cè)量。 將法拉第杯放置距離光源10 cm處，并分別與靶材法向成18°，36°，54°和72°角。 利用示波器(Tektronix, MDO3054 500 MHz)對(duì)所得到的信號(hào)進(jìn)行記錄。 整個(gè)實(shí)驗(yàn)過程中，均采用單發(fā)模式，真空度約為10-3Pa。

2 結(jié)果與討論

在激光等離子體極紫外光源研究中，極紫外光輻射強(qiáng)度依賴于激光功率密度。 通過改變聚焦光斑大小和激光能量來獲得不同的激光功率密度。 首先研究聚焦光斑大小對(duì)Bi極紫外光譜的影響，采用單脈沖1 064 nm激光，固定激光能量為200 mJ，通過改變聚焦光斑大小來研究不同激光功率密度(0.7×1010～3.1×1010W·cm-2)對(duì)Bi靶等離子體極紫外光譜輻射特性的影響，獲得的Bi靶激光等離子體極紫外光譜如圖2(a)所示。 與金屬Sn[2-3]和金屬Gd[19]光譜相比，其不是一個(gè)較為平滑的光譜，在波長(zhǎng)12.3 nm處產(chǎn)生了一個(gè)凹陷，其對(duì)應(yīng)著Si L-edge的吸收，是Bi元素的固有屬性所導(dǎo)致。 在波長(zhǎng)為11.8和12.5 nm附近處產(chǎn)生了寬帶且強(qiáng)度較高的光譜輻射，其由Bi離子4d104fm-15s-4d104fm-15p, 4d104fm-15p-4d104fm-15d, 4d104fm-15d-4d104fm-15f, 4d104fm-15f-4d104fm-15g之間的能級(jí)躍遷而產(chǎn)生的UTA所主導(dǎo)[11]。

為了便于觀察波長(zhǎng)為11.8和12.5 nm附近光譜輻射強(qiáng)度與激光功率密度變化情況，我們歸納了兩波長(zhǎng)處光譜峰相對(duì)強(qiáng)度與激光功率密度的關(guān)系，結(jié)果如圖2(b)所示。 隨著激光功率密度的逐漸增加，兩條譜線的強(qiáng)度呈現(xiàn)先增加后減弱的趨勢(shì)，兩者均在激光功率密度為2.0×1010W·cm-2(對(duì)應(yīng)的聚焦光斑尺寸約為420 μm)處產(chǎn)生的譜線最強(qiáng)。 通常情況下，極紫外光譜輻射強(qiáng)度與激光功率密度呈正比關(guān)系，然而圖2(b)所示實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，在功率密度為2.0×1010W·cm-2處產(chǎn)生的極紫外光譜輻射最強(qiáng)。 產(chǎn)生原因如下： 等離子體輻射強(qiáng)度與電子密度平方呈正比，而電子密度又與激光功率密度呈正比的關(guān)系。 因而可知激光功率密度越大，產(chǎn)生的極紫外光輻射強(qiáng)度越強(qiáng)，很好的解釋了功率密度在0.7×1010～2.0×1010W·cm-2區(qū)間內(nèi)，兩波長(zhǎng)處的極紫外光譜輻射強(qiáng)度隨著激光功率密度的增加而增加的原因。 但是當(dāng)激光功率密度大于2.0×1010W·cm-2時(shí)，兩波長(zhǎng)處的極紫外光譜輻射強(qiáng)度減弱，這時(shí)候就需要考慮激光等離子體的膨脹動(dòng)力學(xué)過程對(duì)極紫外輻射的影響。 極紫外光為了逃脫等離子體，其必須穿過等離子體的最外層[20]。 對(duì)于我們的小聚焦光斑(高激光功率密度)情況來說，等離子體在靶面法線方向的尺度相對(duì)小，極紫外光容易逃離等離子體。 但是小光斑情況所產(chǎn)生的等離子體沿著靶面方向相比于大光斑情形所產(chǎn)生的膨脹比較明顯，消耗部分激光能量，減少了產(chǎn)生極紫外所需的能量，進(jìn)而減弱了極紫外光輸出，如激光功率密度大于2.0×1010W·cm-2所示。 對(duì)于大聚焦光斑(低激光功率密度)情況，增加了激光與等離子體之間的耦合，有利于激光能量注入至等離子體中轉(zhuǎn)換成產(chǎn)生極紫外所需能量，此時(shí)會(huì)增加極紫外光輻射的輸出。 但是在該情形下，產(chǎn)生的等離子體在靶面法線方向尺度較長(zhǎng)，對(duì)極紫外光的吸收增加，導(dǎo)致極紫外光逃脫等離子體的部分減小，如激光功率密度小于2.0×1010W·cm-2所示。 最終的極紫外光輻射強(qiáng)度取決于激光能量用于支撐等離子膨脹的損失和極紫外光被等離子體再吸收之間的平衡。

圖2 Bi靶激光等離子體極紫外光譜輻射，(a)不同激光功率密度下的Bi靶激光等離子體極紫外光譜曲線； (b)波長(zhǎng)11.8和12.5 nm處的極紫外光輻射強(qiáng)度隨激光功率密度變化的曲線

我們還注意到波長(zhǎng)為11.8 nm附近的極紫外譜線峰位置隨著激光功率密度的逐漸減弱小幅度地向長(zhǎng)波方向移動(dòng)。 由于每個(gè)條件下輻射強(qiáng)度不同，不利于清晰觀察波長(zhǎng)為11.8 nm附近EUV光譜峰移動(dòng)情況。 為此，我們以11.8 nm附近的光譜峰強(qiáng)度最高值為標(biāo)準(zhǔn)，將其他實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)進(jìn)行歸一化處理，如圖3所示。 發(fā)現(xiàn)當(dāng)激光功率密度大于1.7×1010W·cm-2時(shí)，波長(zhǎng)為11.8 nm附近的EUV譜線峰值位置幾乎不發(fā)生變化； 而當(dāng)激光功率密度小于1.7×1010W·cm-2時(shí)，譜線峰的位置越向長(zhǎng)波的方向移動(dòng)，其由于等離子體的電子溫度與激光功率密度的0.2次方成比，即T∝P0.2[3]。 再根據(jù)CR模型可知激光功率密度低，對(duì)應(yīng)著電子溫度低，產(chǎn)生的低階離子數(shù)量變多[3]，進(jìn)而導(dǎo)致譜線峰向長(zhǎng)波方向移動(dòng)。 此外，波長(zhǎng)在13～14 nm區(qū)域內(nèi)，激光功率密度小于1.7×1010W·cm-2時(shí)EUV光譜產(chǎn)生了明顯的凹陷現(xiàn)象，這是由于等離子體對(duì)于極紫外光來說透明度降低，等離子體內(nèi)部產(chǎn)生的EUV光在向外輻射過程中會(huì)被等離子體吸收所導(dǎo)致。

圖3 不同激光功率密度下，波長(zhǎng)為11.8 nm附近處光譜輻射強(qiáng)度歸一化的曲線圖

其次，我們固定最佳聚焦光斑尺寸420 μm，通過改變激光能量(130～600 mJ)來獲得不同激光功率密度下兩波長(zhǎng)處的極紫外輻射強(qiáng)度變化規(guī)律，結(jié)果如圖4所示。 隨著激光功率密度的增加，有利于產(chǎn)生更多的燒蝕材料和產(chǎn)生包含較多輻射兩波長(zhǎng)處所需高階離子的等離子體，進(jìn)而增強(qiáng)兩波長(zhǎng)處所產(chǎn)生的光輻射強(qiáng)度。 為了進(jìn)一步優(yōu)化極紫外光輻射強(qiáng)度和抑制在13～14 nm區(qū)域內(nèi)產(chǎn)生的自吸收效果而獲得應(yīng)用于極紫外計(jì)量學(xué)所需的寬帶光譜，我們采用雙脈沖方式對(duì)Bi靶極紫外光譜進(jìn)行優(yōu)化研究。

圖4 不同激光功率密度下波長(zhǎng)11.8和12.5 nm處的極紫外輻射強(qiáng)度隨激光功率密度變化的曲線

在雙脈沖實(shí)驗(yàn)中，先用預(yù)脈沖激光(532 nm)燒蝕平面靶產(chǎn)生低密度的預(yù)等離子體，隨后主脈沖激光(1 064 nm)加熱預(yù)等離子體從而產(chǎn)生極紫外光輻射[21]。 我們固定主脈沖能量200 mJ和固定聚焦光斑大小420 μm，設(shè)置雙脈沖的延時(shí)為10 ns，通過改變預(yù)脈沖激光的能量(20～160 mJ，間隔20 mJ)對(duì)Bi靶等離子體極紫外光譜輻射特性進(jìn)行研究。 圖5(a)所示為不同預(yù)脈沖激光能量下所產(chǎn)生的Bi靶等離子體極紫外光譜曲線。 我們發(fā)現(xiàn)與圖2(a)的極紫外光譜相比，雙脈沖打靶下其極紫外光譜在波長(zhǎng)13～14 nm區(qū)域內(nèi)沒有出現(xiàn)單脈沖打靶的凹陷現(xiàn)象，這說明雙脈沖方式可優(yōu)化等離子體參數(shù)，獲得光學(xué)薄等離子體進(jìn)而有效地減弱自吸收效應(yīng)[22]。 但波長(zhǎng)為12.3 nm的凹陷現(xiàn)象仍然存在，該凹陷是Bi材料光譜的固有屬性，對(duì)應(yīng)著Si L-edge的吸收，無法通過改變等離子體參數(shù)對(duì)12.3 nm的凹陷現(xiàn)象進(jìn)行優(yōu)化。 同時(shí)，當(dāng)預(yù)脈沖能量小于80 mJ時(shí)，波長(zhǎng)為12.5～14.0 nm范圍內(nèi)的EUV光譜曲線輪廓相對(duì)平坦。 這樣的譜線特點(diǎn)有利于計(jì)量學(xué)以及其他應(yīng)用于一些需要平坦光譜的場(chǎng)合[23]。

圖5(b)所示為峰值在11.8和12.5 nm附近的極紫外光輻射強(qiáng)度隨預(yù)脈沖能量變化的關(guān)系。 隨著預(yù)脈沖能量的逐漸增加，兩者的極紫外光輻射強(qiáng)度呈現(xiàn)先增加后減弱的趨勢(shì)，在預(yù)脈沖能量為140 mJ時(shí)極紫外光輻射最強(qiáng)。 其原因如下： 當(dāng)預(yù)脈沖激光能量從20 mJ增加至140 mJ過程中，預(yù)等離子體的密度在逐漸增加，主脈沖對(duì)其加熱時(shí)可增強(qiáng)EUV光輻射。 但當(dāng)預(yù)脈沖激光能量大于140 mJ時(shí)，主脈沖加熱后等離子體的電子密度變高，等離子體變?yōu)楣鈱W(xué)厚，不利于兩波長(zhǎng)處的極紫外光向外輻射，進(jìn)而減弱了極紫外光的輸出。

最后，我們對(duì)Bi靶極紫外光源產(chǎn)生的離子碎屑(液滴、 中性原子以及快速離子)進(jìn)行研究。 由于其可飛濺和沉積在光學(xué)器件表面，減少光學(xué)器件的使用壽命和降低反射鏡的反射率。 因此，對(duì)碎屑輻射特性進(jìn)行研究，可為獲得低碎屑的極紫外光輻射提供基礎(chǔ)。 我們采用單發(fā)1 064 nm脈沖激光輻照Bi靶來產(chǎn)生碎屑，將法拉第杯放置與靶材法線呈18°，36°，54°和72°方向上來測(cè)量不同激光能量下所產(chǎn)生離子碎屑。 圖6所示激光能量為600 mJ條件下的離子碎屑典型飛行時(shí)間曲線。 從圖中可以看出，每個(gè)角度下飛行時(shí)間曲線都具有兩個(gè)信號(hào)峰。 在延時(shí)為0 μs附近，產(chǎn)生了一個(gè)快速的并且較弱的信號(hào)，其來源于等離子體光轟擊法拉第杯板產(chǎn)生的光電子。 通常情況下，將該信號(hào)峰看作時(shí)間的零延時(shí)。 隨后，在延時(shí)為2 μs附近產(chǎn)生另外一個(gè)強(qiáng)度較高、 上升沿較陡峭和下降較緩慢的信號(hào)峰，其由于大量金屬Bi離子進(jìn)入法拉第杯所導(dǎo)致，該峰為離子峰。 接下來，我們根據(jù)離子峰的延時(shí)來計(jì)算得到不同角度下Bi離子所對(duì)應(yīng)的動(dòng)能。

圖5 Bi靶雙脈沖激光產(chǎn)生的極紫外光譜輻射(a)不同預(yù)脈沖能量所對(duì)應(yīng)Bi等離子體極紫外光譜曲線圖； (b)峰值在11.8和12.5 nm附近的EUV光輻射強(qiáng)度隨預(yù)脈沖能量變化的關(guān)系

我們對(duì)100～600 mJ激光能量下、 不同角度所探測(cè)離子信號(hào)峰值時(shí)間進(jìn)行歸納總結(jié)如圖7(a)所示。 隨著激光能量的增加，每個(gè)角度所探測(cè)離子信號(hào)峰值的延時(shí)在減少。 根據(jù)離子信號(hào)峰值時(shí)間，獲得極坐標(biāo)下的離子動(dòng)能角分布如圖7(b)所示。 從圖中可以看出，固定探測(cè)角度時(shí)，離子動(dòng)能隨著激光能量的增加而增加。 其由于離子動(dòng)能E與電子溫度Te、 離子平均價(jià)態(tài)Z滿足如下關(guān)系[24]

E=5(Z+1)Te

圖6 角度分別為18°，36°，54°和72°時(shí) 典型的飛行時(shí)間曲線圖Fig.6 Typical time of fly profiles of Bi ions with the angles of 18°, 36°, 54°and 72° respects to target normal

圖7 不同激光能量下，角度分別為18°，36°，54°和72°時(shí)(a)探測(cè)離子信號(hào)峰值的延時(shí)； (b)離子動(dòng)能的角分布曲線圖

當(dāng)激光能量逐漸增加時(shí)，電子溫度在增加，離子的平均價(jià)態(tài)也在增加，進(jìn)而導(dǎo)致離子的動(dòng)能隨著激光能量的增加而增加。

當(dāng)固定激光能量時(shí)，離子動(dòng)能角分布可用cosn(θ)函數(shù)進(jìn)行擬合，其中θ為法拉第杯與靶面法線的夾角。 進(jìn)而說明離子碎屑在靶面法線方向上具有最大的速度。 其由于激光燒蝕靶材產(chǎn)生等離子體過程中，等離子體中的熱壓強(qiáng)會(huì)驅(qū)使等離子體快速向真空中膨脹。 在形成等離子體的初始階段，等離子體的壓強(qiáng)梯度與脈沖激光的空間分布相似，此時(shí)，沿著靶面切線方向的等離子體直徑大于靶面法線方向的等離子體直徑。 隨著延時(shí)的逐漸增加，由于靶面法線方向壓強(qiáng)梯度占主導(dǎo)，導(dǎo)致等離子體會(huì)優(yōu)先選擇垂直靶材表面膨脹。 當(dāng)?shù)入x子體沿著靶面切線方向和靶面法線方向的直徑接近時(shí)，等離子體停止了優(yōu)先向前膨脹，開始以近乎均勻的方式膨脹。 因此，離子會(huì)優(yōu)先選擇靶面法線方向噴濺，導(dǎo)致離子在該方向上具有較高的動(dòng)能，并且離子的量在該方向上增多，隨著角度的增加而減少，如圖6所示。 同時(shí)，靶材法線方向的離子相比于沿著靶面切線方向噴濺的離子來說，其停留在激光等離子體產(chǎn)生的電場(chǎng)中的時(shí)間比較長(zhǎng)，可進(jìn)一步加速離子和增加靶材法線方向的離子動(dòng)能。

3 結(jié) 論

對(duì)Bi靶激光等離子體極紫外光源以及離子碎屑輻射特性進(jìn)行了研究。 實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，Bi 靶極紫外光譜在波長(zhǎng)12.3 nm處產(chǎn)生了一個(gè)凹陷現(xiàn)象，在波長(zhǎng)為11.8和12.5 nm附近處產(chǎn)生了譜帶較寬且強(qiáng)度較高的輻射峰。 在改變聚焦光斑尺寸來實(shí)現(xiàn)不同激光功率密度過程中，兩個(gè)峰均隨著激光功率密度的增加呈現(xiàn)先增加后減少的趨勢(shì)，最終的極紫外輻射強(qiáng)度取決于激光能量用于支撐等離子膨脹的損失和極紫外光被等離子體再吸收之間的平衡，在激光功率密度為2.0×1010W·cm-2(聚焦光斑尺寸420 μm)處輻射最強(qiáng)。 在改變激光能量來實(shí)現(xiàn)不同激光功率密度過程中，隨著激光功率密度的增加，有利于產(chǎn)生更多的燒蝕材料和產(chǎn)生包含較多兩波長(zhǎng)處所需高階離子的等離子體，進(jìn)而增強(qiáng)兩波長(zhǎng)處產(chǎn)生的光輻射強(qiáng)度。 進(jìn)一步的實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，預(yù)脈沖能量從20 mJ增加至160 mJ時(shí)，兩波長(zhǎng)處的輻射強(qiáng)度先增加后減少，在能量為140 mJ處極紫外輻射最佳。 并且發(fā)現(xiàn)在雙脈沖條件下，在波長(zhǎng)13～14 nm區(qū)域內(nèi)沒有出現(xiàn)單脈沖打靶的凹陷現(xiàn)象。 此外，實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明，改變單脈沖1 064 nm激光能量情況下，每個(gè)探測(cè)角度的離子碎屑的能量隨著激光能量的增加而變大。 同時(shí)，固定激光能量下，隨著探測(cè)角度的增加離子動(dòng)能角分布可用cosn(θ)函數(shù)進(jìn)行擬合，這說明等離子體會(huì)優(yōu)先在垂直靶材表面方向上膨脹導(dǎo)致垂直靶材表面方向上的離子動(dòng)能最大。 由于我國(guó)在極紫外光源以及光刻所包含關(guān)鍵技術(shù)的研究起步晚于國(guó)外發(fā)達(dá)國(guó)家，導(dǎo)致我國(guó)在光刻整體技術(shù)方面較為落后，此項(xiàng)工作有望為我們?cè)谘兄茦O紫外光刻機(jī)過程中所需的計(jì)量學(xué)領(lǐng)域提供技術(shù)支持和奠定夯實(shí)的基礎(chǔ)。