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双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射

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谢卓, 温智琳, 司明奇, 窦银萍, 宋晓伟, 林景全. 双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射[J]. 物理学报, 2022, 71(3): 035202-1. doi: 10.7498/aps.71.20211450
引用本文: 谢卓, 温智琳, 司明奇, 窦银萍, 宋晓伟, 林景全. 双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射[J]. 物理学报, 2022, 71(3): 035202-1. doi: 10.7498/aps.71.20211450
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Zhuo Xie, Zhi-Lin Wen, Ming-Qi Si, Yin-Ping Dou, Xiao-Wei Song, Jing-Quan Lin. Characteristics of extreme ultraviolet emission from Gd plasma produced by dual pulse laser[J]. Acta Physica Sinica, 2022, 71(3): 035202-1. doi: 10.7498/aps.71.20211450
Citation: Zhuo Xie, Zhi-Lin Wen, Ming-Qi Si, Yin-Ping Dou, Xiao-Wei Song, Jing-Quan Lin. Characteristics of extreme ultraviolet emission from Gd plasma produced by dual pulse laser[J]. Acta Physica Sinica, 2022, 71(3): 035202-1. doi: 10.7498/aps.71.20211450
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双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射

  • 1.

    长春理工大学物理学院, 长春　130022

  • 2.

    长春理工大学, 吉林省超快与极紫外光学重点实验室, 长春　130022

    • 作者简介: zxie@cust.edu.cn .
    通讯作者: E-mail: douzi714@126.com;  E-mail: linjingquan@cust.edu.cn

  • 中图分类号: 52.38.-r, 52.59.Px

Characteristics of extreme ultraviolet emission from Gd plasma produced by dual pulse laser

  • 1.

    School of Physics, Changchun University of Science and Technology, Changchun 130022, China

  • 2.

    Key Laboratory of Ultrafast and Extreme Ultraviolet Optics of Jilin Province, Changchun University of Science and Technology, Changchun 130022, China

    • Corresponding authors: E-mail: douzi714@126.com;  E-mail: linjingquan@cust.edu.cn

  • MSC: 52.38.-r, 52.59.Px

  • 摘要: 高端芯片制造所需要的极紫外光刻技术位于我国当前面临35项“卡脖子”关键核心技术之首. 高转换效率的极紫外光源是极紫外光刻系统的重要组成部分. 本文通过采用双激光脉冲打靶技术实现较强的6.7 nm极紫外光输出. 首先, 理论计算Gd18+—Gd27+离子最外层4d壳层的4p-4d和4d-4f能级之间跃迁、以及Gd14+—Gd17+离子最外层4f壳层的4d-4f能级之间跃迁对波长为6.7 nm附近极紫外光的贡献. 其后开展实验研究, 结果表明, 随着双脉冲之间延时的逐渐增加, 波长为6.7 nm附近的极紫外光辐射强度呈现先减弱、后增加、之后再减弱的变化趋势, 在双脉冲延时为100 ns处产生的极紫外光辐射最强. 并且, 在延时为100 ns处产生的光谱效率最高, 相比于单脉冲激光产生的光谱效率提升了33%. 此外, 发现双激光脉冲打靶技术可以有效地减弱等离子体的自吸收效应, 获得的6.7 nm附近极紫外光谱宽度均小于单激光脉冲打靶的情形, 且在脉冲延时为30 ns时刻所产生的光谱宽度最窄, 约为单独主脉冲产生极紫外光谱宽度的1/3. 同时, Gd极紫外光谱的变窄提高了波长为6.7 nm (0.6%带内)附近的光谱利用效率.
    Abstract: The extreme ultraviolet (EUV) lithography technology, which is required for high-end chip manufacturing, is the first of 35 “neck stuck” key core technologies that China is facing currently. The EUV source with high conversion efficiency is an important part of EUV lithography system. The experiment on dual-pulse irradiated Gd target is carried out to realize the stronger 6.7 nm EUV emission output. Firstly, we compute the contribution of transition arrays of the form 4p-4d and 4d-4f from their open 4d subshell in charge states Gd18+−Gd27+, and transition arrays of the form 4d-4f from their open 4d subshell in charge states Gd14+−Gd17+ on the near 6.7 nm EUV source. Subsequently, the experimental results of the dual pulse laser irradiated Gd target show that the intensity of 6.7 nm peak EUV emission decreases first, then increases and drops again due to the plasma density decreasing gradually when the delay time between the pre-pulse and main-pulse increases from 0−500 ns. The strongest intensity of 6.7 nm peak EUV emission is generated when the delay time is 100 ns. At the same time, the spectrum efficiency is higher when the delay time is 100 ns, which is 33% higher than that of single pulse laser. In addition, the experimental results show that the half width of EUV spectrum produced by dual pulse in the delay between 10−500 ns is narrower than that of signal laser pulse due to the fact that the method of dual pulse can suppress the self-absorption effect. The half width is the narrowest when the delay is 30 ns, which is about 1/3 time of EUV spectrum width generated by a single pulse. At the same time, the narrowing of Gd EUV spectrum improves the spectral utilization efficiency near 6.7 nm wavelength (within 0.6% bandwidth).
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  • 图 1  双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射实验装置图

    Figure 1.  Experimental setup for the characteristics of EUV emission from Gd plasma produced by dual laser.

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    图 2  Gd靶激光等离子体极紫外光辐射实验曲线(黑色)和理论计算Gd不同离子价态自发辐射速率与波长之间的关系(红色). 图中的14+—27+表示Gd离子阶数. Gd18+—Gd27+离子的跃迁类型为Δn = 0, n = 4, 4p64dm-4p54dm+1 + 4dm–14f (m = 1—10), Gd14+—Gd17+离子的跃迁类型为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)

    Figure 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).

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    图 3  不同延时下, (a) 6.7 nm极紫外光辐射曲线以及(b) 6.7 nm峰值附近处辐射强度. 主脉冲激光功率为2 × 1012 W/cm2、预脉冲激光功率为2.2 × 1010 W/cm2

    Figure 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.

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    图 4  延时为30, 100 ns和主脉冲三种情况下的极紫外光谱宽度对比图

    Figure 4.  Comparisons of EUV spectral widths under the delay of 30, 100 ns and main pulse.

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    图 5  在电子密度为1019 (a)和1020 cm–3 (b)条件下, 离子丰度与电子温度之间的关系, 图中的14+—25+表示Gd 离子阶数

    Figure 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.

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    图 6  固定电子温度为100 eV条件下, Gd18+离子丰度与电子密度之间的关系

    Figure 6.  The Gd18+ ion population dependence of electron density under the electron temperature of 100 eV.

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    图 7  不同延时下, 波长6.7 nm左右的0.6%带内的光谱效率

    Figure 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.

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出版历程
  • 收稿日期:  2021-08-07
  • 刊出日期:  2022-02-05

双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射

    通讯作者: E-mail: douzi714@126.com; 
    通讯作者: E-mail: linjingquan@cust.edu.cn
    作者简介: zxie@cust.edu.cn
  • 1. 长春理工大学物理学院, 长春　130022
  • 2. 长春理工大学, 吉林省超快与极紫外光学重点实验室, 长春　130022
  • 收稿日期:  2021-08-07

摘要: 高端芯片制造所需要的极紫外光刻技术位于我国当前面临35项“卡脖子”关键核心技术之首. 高转换效率的极紫外光源是极紫外光刻系统的重要组成部分. 本文通过采用双激光脉冲打靶技术实现较强的6.7 nm极紫外光输出. 首先, 理论计算Gd18+—Gd27+离子最外层4d壳层的4p-4d和4d-4f能级之间跃迁、以及Gd14+—Gd17+离子最外层4f壳层的4d-4f能级之间跃迁对波长为6.7 nm附近极紫外光的贡献. 其后开展实验研究, 结果表明, 随着双脉冲之间延时的逐渐增加, 波长为6.7 nm附近的极紫外光辐射强度呈现先减弱、后增加、之后再减弱的变化趋势, 在双脉冲延时为100 ns处产生的极紫外光辐射最强. 并且, 在延时为100 ns处产生的光谱效率最高, 相比于单脉冲激光产生的光谱效率提升了33%. 此外, 发现双激光脉冲打靶技术可以有效地减弱等离子体的自吸收效应, 获得的6.7 nm附近极紫外光谱宽度均小于单激光脉冲打靶的情形, 且在脉冲延时为30 ns时刻所产生的光谱宽度最窄, 约为单独主脉冲产生极紫外光谱宽度的1/3. 同时, Gd极紫外光谱的变窄提高了波长为6.7 nm (0.6%带内)附近的光谱利用效率.

English Abstract

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    1.   引　言

    • 在显微成像、芯片制造和材料分析等领域, 激光等离子体极紫外(extreme ultraviolet, EUV)光源具有重要作用[1-3]. 尤其是输出波长为13.5 nm的Sn靶激光等离子体EUV光源[4-6], 该波长正好处于Mo/Si多层膜反射峰附近, 其反射率高达70%[7]. 可应用于高端芯片制造所用的极紫外光刻技术中, 实现7 nm甚至更小光刻节点芯片的制造.

      为了推进纳米制造中光刻技术的进一步发展, 研究人员正在努力开发光刻节点小于7 nm甚至更小尺寸节点器件的曝光方法. 根据瑞利公式可知[8], 减小曝光波长是一种有效的途径, 即利用高Z (原子序数)元素实现短于10 nm波长的输出[9]. 研究发现稀土金属Gd元素具有与金属Sn相似的原子结构, 在波长为6.7 nm附近可产生强烈的极紫外光辐射[10]. 同时, La/B4C多层膜反射镜在波长为6.7 nm (0.6%带宽)处的反射率约为40%, 理论上可高达70%[11]. 以上特性使Gd靶6.7 nm极紫外光具有成为实现更小节点器件所需光源的有力候选者.

      基于以上原因, 研究人员开展大量的实验对激光等离子体6.7 nm极紫外光源进行研究. Yoshida等[12]采用球型靶材来产生极紫外光源, 产生的最大极紫外转换效率是平面靶的2倍. 同时, 该研究组采用多脉冲激光辐照固体靶材的方法来抑制等离子体膨胀导致的能量损失, 进而增强极紫外辐射强度[13]. Cummins等[14]采用纳秒、皮秒和飞秒三种不同脉冲激光来烧蚀固体钆靶进行实验研究, 发现皮秒脉冲产生的极紫外转换效率要高于其他两种. Yin等[15]研究发现当激光脉冲宽度从几纳秒减小到几百皮秒过程中, 产生的6.7 nm光谱峰位置向长波方向移动. Wezyk等[10]提出Mg65Cu25Gd10合金靶材, 该靶材的熔点小于500 ℃, 实现可循环重复的液滴靶和产生波长在6.7 nm附近的极紫外光来满足光刻等领域的要求. 国内Xu等[16]和Wang等[17]利用激光辅助放电等离子体的方法开展了极紫外光源的研究, 在波长为6.7 nm附近获得了较强的极紫外光辐射输出. 此外, 激光等离子体的不透明效应严重影响了极紫外向外辐射[18]. 等离子体中的离子分布和密度在极紫外光透过等离子体向外辐射过程中起到关键的作用. 然而, 离子的分布依赖于实验过程中的激光参数和靶材参数. 对参数的优化可实现光学薄等离子体和获得较高的6.7 nm极紫外转换效率. Higashiguchi等[19]利用CO2和Nd:YAG激光器分别作为极紫外光的驱动光源, 由于CO2激光(10.6 μm)的临界密度ncr∝λ${}_{\rm{L}}^{-2} $远小于Nd:YAG激光(1.06 μm)情况, CO2激光作为驱动光源时可产生光学薄等离子体和较强的极紫外光辐射. 同时, 该研究组利用低密度靶来产生极紫外光源减少共振线的产生, 进而抑制了自吸收效应[20]. 双脉冲技术也是抑制自吸收效应的方法之一[19], 采用主脉冲激光对预脉等离子体再次加热的方式, 通过控制双脉冲之间的延时、预脉冲波长以及能量可获得高的转换效率的光源[21-23]. 目前为止, 在双脉冲实验中以Sn和Li元素为靶材的实验研究较多, Gd靶的双脉冲实验尚少. Dou等[24]采用双脉冲来减缓Gd离子的动能, 结果表明双脉冲情况下产生的离子动能是单脉冲的1/18. Higashiguchi等[19]采用双脉冲烧蚀低密度靶产生的6.7 nm极紫外的转换效率相比于固体靶增强了1.6倍. 但是Gd靶双激光脉冲打靶形成等离子体极紫外光谱辐射特性的研究尚少, 有必要进一步对双激光脉冲打靶下Gd光谱的辐射特性进行研究.

      本文利用平像场光栅光谱仪对双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射进行研究. 首先, 利用Cowan程序对不同Gd离子的自发跃迁概率进行理论计算, 并与实验曲线进行对比. 其次, 采用双激光脉冲打靶技术获得不同延时下的波长为6.7 nm的极紫外光谱以及对应辐射强度的变化规律. 此外, 对不同延时下产生的Gd靶极紫外光谱宽度进行了研究. 最后, 对双激光脉冲打靶形成Gd等离子体极紫外的光谱效率进行了研究.

    2.   实验装置

    • 双激光脉冲打靶形成Gd等离子体的极紫外光谱辐射的实验装置如图1所示. 实验采用重复频率为10 Hz、脉宽为8 ns、输出波长分别为532 nm(Continuum, Surelite II, 最大能量为250 mJ)和1064 nm (Continuum, Powerlite Precision II, 最大能量为1 J)的两台激光器作为产生极紫外光源所用的预-主脉冲激光光源. 两光束分别经过M1(532 nm, 45°高反镜)、M2 (532 nm, 22.5°高反镜)和M3 (1064 nm, 22.5°高反和532 nm高透镜)反射镜后合束, 最终通过焦距为400 mm的平凸透镜聚焦于固定在三维平移台的Gd靶表面. 通过移动三维平移台的上下、左右来更换靶材的位置, 以保证每发脉冲都能辐照在全新的靶材表面. 实验过程中, 焦斑大小的测量是使用单发脉冲激光聚焦在平面靶材上面, 利用金相显微镜对烧蚀区域进行测量来获得焦斑的直径, 进而得到脉冲激光功率密度值.

      采用平像场光栅光谱仪对双激光脉冲形成Gd等离子体极紫外光谱辐射进行测量. 极紫外光经过厚度为200 nm的金属Zr膜、球面镜、柱面镜和狭缝, 最后以87°角入射至中心刻线密度为1200 l/mm的变栅距凹面光栅上, 所获得的衍射光成像到背向照明的X-ray CCD (Andor, iKon-MSO)上面. 利用Si光谱对光谱仪进行标定, 光谱仪的分辨率约为0.02 nm.

      采用数字延时发生器(Stanford Research, DG645)对预、主脉冲激光和X-ray CCD进行同步控制, 其精度小于1 ns. 整个实验过程中, 均采用单发模式, 真空度约为10–3 Pa.

    3.   实验结果与讨论

    • 首先采用输出波长为1064 nm、激光功率密度为2 × 1012 W/cm2的脉冲激光单独辐照固体Gd靶, 对其产生的极紫外光谱辐射特性进行研究, 典型的Gd靶激光等离子体极紫外光谱如图2黑色曲线所示. 从图2可以看出, 在波长为6.7 nm附近产生了强烈的辐射, 其主要由不可分辨跃迁矩阵(unresolved transition arrays, UTAs)所主导[25]. 同时, 在波长6.7—7.0 nm范围内, 由于等离子体对于极紫外光来说透明度较低, 等离子体内部产生的极紫外光在向外辐射过程中会被等离子体吸收而产生凹陷现象[18].

      为了进一步了解不同价态的Gd离子对6.7 nm极紫外光辐射的贡献, 采用组态之间相互作用Hartree-Fock模型的Cowan程序[26]计算了Gd14+—Gd27+离子自发辐射速率与波长之间的关系. 由于收缩因子(Slater scaling)对计算结果的影响较为明显, 文中采用的收缩因子为0.90, 自旋-轨道参数不变. 将不同离子情况下计算得到的自发辐射速率以相同的量级进行修改, 并与Gd靶极紫外光谱比较, 结果如图2中红色曲线所示. 可知, 辐射波长在6.7 nm附近的极紫外光是由Gd18+—Gd27+离子最外层4d壳层的4p-4d和4d-4f能级之间跃迁, 以及Gd14+—Gd17+离子最外层4f壳层的4d-4f能级之间的跃迁两者所贡献. 辐射波长在6.8—7.5 nm之间的一些可辨识的极紫外光谱峰主要由Gd14+—Gd16+离子4f-5d和4f-5g能级之间的跃迁所贡献.

      接下来, 对双激光脉冲打靶形成的Gd等离子体极紫外光谱辐射特性进行研究. 在双脉冲实验中, 波长为532 nm的激光所对应的等离子体临界密度要高于波长为1064 nm激光情况. 如果采用波长为532 nm激光作为预脉冲, 1064 nm激光作为主激光, 当预等离子体密度达到主脉冲激光所对应的临界密度时, 此时主脉冲激光能量可有效地注入至预等离子体中来加热预等离子体, 利于产生6.7 nm光转化的离子, 进而增强极紫外光辐射. 因此, 采用波长为532 nm激光作为预脉冲, 1064 nm激光作为主激光来进行双激光脉冲打靶形成Gd等离子体极紫外光谱辐射特性的实验, 结果如图3所示. 图3(a)为主脉冲激光功率为2 × 1012 W/cm2和预脉冲激光功率为2.2 × 1010 W/cm2 (不足以产生极紫外光源)情况下, 不同延时所产生的极紫外光谱曲线图. 从图3(a)可以看出, 波长为6.7 nm附近的极紫外光辐射强度随着延时的增加而发生变化, 其极紫外光辐射强度与不同延时的关系如图3(b)所示, 图中红线所示为单独主脉冲激光产生的6.7 nm附近极紫外光辐射强度, 黑线所示为不同延时下双脉冲激光产生的6.7 nm附近极紫外光辐射强度. 从图3(b)可知, 在双脉冲情况下, 极紫外光辐射强度在延时10—30 ns范围内快速下降, 随后在延时50—100 ns范围内强度恢复增加, 在延时进一步从100 ns增加至500 ns的过程中, 辐射强度再一次下降. 在延时为100 ns时, 产生的极紫外光辐射强度最强. 产生该趋势的原因如下: 在延时10—30 ns范围内, 532 nm脉冲激光产生预等离子体初期的密度略小于其对应的临界密度4 × 1021 cm–3, 此时的预等离子体会屏蔽大部分主脉冲1064 nm激光能量, 只吸收少部分主脉冲激光能量. 同时, 激光等离子体的辐射是通过电子碰撞激发态产生去激发过程而向外辐射强度, 等离子体的辐射强度与电子密度成正比[27], 而且预等离子体的密度又与双脉冲之间的延时成反比. 因此, 在延时10—30 ns范围内极紫外光辐射强度呈现减弱趋势. 随着延时进一步增加, 预等离子体的膨胀程度变得明显, 可增强与主脉冲激光等离子体之间的耦合[28]. 此外, 预等离子体密度在逐渐减少, 当减少至主脉冲激光等离子体所对应的临界密度(1 × 1021 cm–3)时, 预等离子体可充分吸收主脉冲能量并对预等离子体进行加热[29], 最终实现较强的极紫外光辐射输出, 正如延时为100 ns时产生的极紫外光辐射情形. 在延时从100 ns增加至500 ns过程中, 预等离子体电子密度逐渐降低, 而等离子体对激光的吸收系数与电子密度的平方成正比, 导致延时在100—500 ns范围内产生的预等离子体相对于主脉冲激光来说是透明的, 主脉冲激光可以透过预等离子体与金属Gd靶直接作用, 导致只有部分主脉冲激光来加热预等离子体, 剩余部分主脉冲激光与靶材作用, 致使极紫外光辐射强度随着延时的增加而逐渐减弱.

      此外, 发现延时在10—500 ns区间内产生的极紫外光谱宽度远小于主脉冲产生的极紫外光谱情况. 对比了延时分别为30, 100 ns和主脉冲三种情况下的极紫外光谱曲线的半高宽度. 为了便于对比, 将图3(a)中延时为30 ns和主脉冲两种情况所产生的极紫外光谱强度调整至与延时为100 ns所产生的辐射强度相同, 结果如图4所示. 延时为30和100 ns两种情况下产生的极紫外光谱宽度相近, 但均窄于主脉冲情况, 并且延时为30 ns产生的光谱宽度最窄, 约为主脉冲产生宽度的1/3. Higashiguchi等[20]实验结果表明采用低密度靶(10%Gd含量)产生的6.7 nm极紫外光谱宽度约为1 nm, 约为本文获得最窄极紫外光谱宽度的2倍. Churilov等[30]利用Nd:glass激光烧蚀Gd靶获得的极紫外光谱宽度约为0.1 nm, 为本文获得最窄光谱宽度的1/4. 综上可知, 我们的实验现象说明了双脉冲技术可产生光学薄等离子体, 有效地减弱了等离子体的自吸收效应, 增强6.7 nm附近的极紫外光输出. 同时, 优化双脉冲之间的延时可以促进利于6.7 nm光源的高阶离子的产生, 进而获得较窄的极紫外光谱.

      根据图2的理论计算可知, 不同价态的Gd离子所对应的波长范围不同. Gd18+附近的离子所对应的波长范围最窄, 高于Gd18+和低于Gd18+的离子所对应波长范围较宽, 并且对长波方向的贡献较多. 在改变双脉冲之间延时过程中, 等离子体的电子温度和电子密度均在改变, 进而产生的离子阶也发生变化. 根据文献[31]可知产生6.7 nm对应的理想等离子体参数的电子密度在1019—1020 /cm3, 电子温度在100—120 eV. 我们采用FLYCHK程序[32]理论计算了电子密度为1019和1020 cm–3条件下, 不同价态的离子丰度与电子温度之间的关系, 如图5所示. 根据结果可知, 在各自的电子密度下, 电子温度的逐渐增加导致高阶离子的数量也在增加, 且产生Gd18+离子及其所对应的电子温度均在100 eV左右. 此外, Higashiguchi等[33]的理论计算结果表明, 等离子体的电子温度随着双脉冲延时的增加呈现先快速增加后缓慢减少的趋势, 在延时t = 70 ns附近电子温度最大. 因此, 结合图2的实验结果可知, 在延时为30 ns时产生了大量的Gd18+附近(对应电子温度为100 eV左右)离子来实现较窄的光谱宽度. 而在其他延时下会产生的Gd18+附近离子浓度变小, 更高阶次或更低阶次的离子浓度增加, 进而导致产生的极紫外光谱宽度变宽, 如图4所示.

      由图5可知, 在有利于6.7 nm辐射的电子密度(1019—1020 cm–3)下, 产生Gd18+离子所对应的电子温度均在100 eV左右, 并且Gd18+离子相对于其他阶离子具有相对高的离子丰度. 但是电子密度为1019和1020 cm–3两种情况下所产生的Gd18+离子最大的丰度值不同. 为了说明在延时从30 ns增至100 ns时Gd18+离子丰度降低的原因, 计算了电子温度为100 eV时Gd18+离子丰度在电子密度为1019—1020/cm3区间的变化[32], 结果如图6所示. 可以看出, 随着电子密度的增加, Gd18+离子丰度呈现先增加后减少的趋势. 由图3(b)实验结果可知, 在延时30 ns时产生的极紫外辐射强度比较低, 在延时100 ns时产生的极紫外辐射强度比较高. 又因为辐射强度与电子密度的平方成正比, 因此, 在延时30 ns时所对应的电子密度较小, 而在延时为100 ns时所对应的电子密度较大. 这一双激光脉冲打靶下的电子密度随延时的变化与Favre等[34]在双脉冲下高Z元素靶形成等离子体电子温度变化趋势一致. 结合图6可知, 在延时30 ns时对应着相对高的Gd18+离子丰度, 进而可产生较窄的光谱. 而在延时100 ns时对应着相对低的Gd18+离子, 并产生相对于30 ns情况下较宽的光谱.

      最后, 对不同延时下产生的光谱效率(spectral efficiency, SE)进行研究. Aota和Tomie[27]的研究结果表明, 光谱效率是影响获得极紫外高转换效率的一个重要因素, 对其进行研究可为获得高转换效率的极紫外光源奠定基础. 我们定义波长6.7 nm附近的0.6%带内辐射与全宽带辐射的比值称为光谱效率, 本文中计算光谱效率所对应的谱线宽度波长范围为5—10 nm. 实验结果如图7所示, 发现双脉冲情况下产生的光谱效率均大于单脉冲情况, 并且随着双脉冲延时的增加光谱效率基本呈现先增加后减少的趋势, 在延时为100 ns时产生的极紫外光谱效率最大, 相比于单脉冲来说, 该延时所产生的光谱效率提升了33%. 此外, 较高的光谱效率也表明, 光源具有较低极紫外光离带热辐射, 这样, 可减弱对光刻机中光学元件的损坏[35].

    4.   结　论

    • 本文对双脉冲激光打靶形成Gd等离子体极紫外光谱辐射特性进行了研究. 实验结果表明, 在波长6.7 nm附近产生了强的辐射, 其主要由不可分辨跃迁矩阵所主导. 采用组态之间相互作用Hartree-Fock模型的Cowan程序计算了Gd14+—Gd27+离子自发辐射速率与波长之间的关系. 辐射波长在6.7 nm附近的极紫外光是由Gd18+—Gd27+离子最外层4d壳层的4p-4d和4d-4f能级之间跃迁, 以及Gd14+—Gd17+离子最外层4f壳层的4d-4f能级之间的跃迁两者所贡献. 双脉冲实验结果表明, 由于预等离子体的密度和膨胀体积随着延时的增加而发生变化, 导致6.7 nm附近的极紫外辐射强度随着延时的增加呈现先减弱、后增加、之后再减弱趋势, 在延时为100 ns处产生的6.7 nm极紫外光辐射强度最强. 此外, 发现双脉冲技术可以有效地减弱等离子体的自吸收效应, 在延时10—500 ns区间内产生的极紫外光谱宽度均小于单独主脉冲情形, 延时为30 ns所产生的宽度最窄, 约为单独主脉冲产生极紫外光谱宽度的1/3. 最后, 6.7 nm处的光谱效率结果表明, 双脉冲条件下所产生的光谱效率均高于单脉冲情形, 而且在延时为100 ns时光谱效率最高, 相比于单脉冲来说, 该延时所产生的光谱效率提升了33%. 同时该光源具有较低的极紫外光离带热辐射, 可减弱对光刻机中光学元件的损坏. 本研究可为我国开发高端芯片制造所需的极紫外光源奠定基础.

    参考文献 (35)

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