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延时可调的双波长激光与Sn靶作用的极紫外辐射特性

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王天泽, 胡桢麟, 何梁, 黄铸, 刘懿贤, 付轹文, 林楠, 冷雨欣. 延时可调的双波长激光与Sn靶作用的极紫外辐射特性[J]. 物理学报, 2025, 74(14): 145202-1. doi: 10.7498/aps.74.20250113
引用本文: 王天泽, 胡桢麟, 何梁, 黄铸, 刘懿贤, 付轹文, 林楠, 冷雨欣. 延时可调的双波长激光与Sn靶作用的极紫外辐射特性[J]. 物理学报, 2025, 74(14): 145202-1. doi: 10.7498/aps.74.20250113
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Tianze WANG, Zhenlin HU, Liang HE, Zhu HUANG, Yixian LIU, Liwen FU, Nan LIN, Yuxin LENG. Characteristics of extreme ultraviolet emissions from interaction between delay-adjustable dual-wavelength laser and Sn target[J]. Acta Physica Sinica, 2025, 74(14): 145202-1. doi: 10.7498/aps.74.20250113
Citation: Tianze WANG, Zhenlin HU, Liang HE, Zhu HUANG, Yixian LIU, Liwen FU, Nan LIN, Yuxin LENG. Characteristics of extreme ultraviolet emissions from interaction between delay-adjustable dual-wavelength laser and Sn target[J]. Acta Physica Sinica, 2025, 74(14): 145202-1. doi: 10.7498/aps.74.20250113
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延时可调的双波长激光与Sn靶作用的极紫外辐射特性

  • 1.

    中国科学院上海光学精密机械研究所, 超强激光科学与技术全国重点实验室, 上海　201800

  • 2.

    中国科学院上海光学精密机械研究所, 精密光学工程部, 上海　201800

  • 3.

    中国科学院大学, 北京　100049

    • 作者简介: 王天泽.E-mail: tzwang@siom.ac.cn .
    通讯作者: E-mail: nanlin@siom.ac.cn.; 

  • 中图分类号: 52.38.-r, 52.38.Dx, 52.50.Jm, 78.70.En

Characteristics of extreme ultraviolet emissions from interaction between delay-adjustable dual-wavelength laser and Sn target

  • 1.

    State Key Laboratory of Ultra-intense Laser Science and Technology, Shanghai Institute of Optics and Fine Mechanics, Chinese Academy of Sciences, Shanghai 201800, China

  • 2.

    Department of Precision Optics Engineering, Shanghai Institute of Optics and Fine Mechanics, Chinese Academy of Sciences, Shanghai 201800, China

  • 3.

    University of Chinese Academy of Sciences, Beijing 100049, China

    • Corresponding author: nanlin@siom.ac.cn.; 

  • MSC: 52.38.-r, 52.38.Dx, 52.50.Jm, 78.70.En

  • 摘要: 激光-等离子体极紫外 (LPP-EUV) 光源是先进光刻系统中的核心子系统之一. 近年来, 固体激光逐渐成为新一代LPP-EUV光源的候选驱动激光方案. 然而, 由于工作波长较短, 固体激光具有较高的等离子体临界密度和光厚, 导致激光-极紫外光能量转换效率(CE)较低. 针对这一问题, 本工作提出采用波长为0.532 μm的预脉冲激光对等离子体密度进行调制, 对预脉冲和波长为1.064 μm的Nd:YAG驱动激光(主脉冲)在不同延时下与Sn靶作用的辐射特性进行了测量. 实验结果证明, 0.532 μm预脉冲对Nd:YAG驱动激光在26°和39°上CE的提升分别达到4%和18%; 实现了极紫外光能量角分布的有效调节, 形成各向同性发射; 实现了光谱形状优化, 在预脉冲作用下光谱纯度达到12.2%, 相较于仅主脉冲提升69%. 此外, 实验中还通过对等离子体发光轮廓进行时间分辨成像, 证明了极紫外光能量角分布与等离子体形态的相关性. 这表明0.532 μm预脉冲能够改变等离子体形态, 进而影响EUV能量角分布特性. 以上研究结果对固体激光驱动极紫外光源的辐射特性优化具有指导性意义.
    Abstract: Laser-produced plasma extreme ultraviolet (LPP-EUV) source is one of the key technologies in advanced lithography systems. Recently, solid-state lasers have been proposed as an alternative drive laser for the next-generation LPP-EUV source. Compared with currently used CO2 lasers, solid-state lasers have higher electrical-optical efficiency, more compact size, and better pulse shape tunability. Although limited to shorter operating wavelengths, the solid-state lasers have higher critical plasma density and optical depth. Consequently, re-absorption and spectral broadening cause lower conversion efficiency (CE). Therefore, to optimize EUV emission features and improve CE, a 0.532-μm pre-pulse laser is utilized in this work to modulate the plasma density distribution. The pre-pulse and a 1.064-μm Nd: YAG laser (the main pulse) are incident on an Sn slab target co-axially. The EUV energy and spectra of the Sn plasma are characterized at various delay times. It is demonstrated that compared with the 1.064-μm single pulse, the 0.532-μm pre-pulse laser with short delay times of 10 ns and 20 ns respectively results in a 4% increase in CE at 26° and 18% increase at 39°. The angular distribution of EUV energy is modulated by the 0.532-μm pre-pulse. An isotropic emission can be obtained within a certain delay time. The spectral feature near 13.5 nm is optimized, and a spectral purity of 12.2% is improved by 69%. The laser spot sizes of 0.3 mm and 1 mm for the pre-pulse are compared in the experiment. The results show that the 1-mm spot size has a better modulation effect on the EUV emission. Moreover, the time-resolved visible-band plasma profile is captured by an ICCD with 1.6-ns gate width. The plasma size and the distance to the target surface are increased by the 0.532-μm pre-pulse, which suggests that the energy of the main pulse is deposited in the low-density pre-plasma plume instead of in the plasma near the target surface. The lower plasma density leads to an increase in CE and spectral purity. The angular distribution of EUV energy is found to be closely related to the plasma morphology, and defined as the ratio of the longitudinal size to lateral size of the plasma. This indicates that the variation of plasma morphology can influence the angular distribution of EUV energy, which is caused by the 0.532-μm pre-pulse. This work has guiding significance for optimizing the emission characteristics of solid-state laser driven EUV sources.
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  • 图 1  实验布局示意图, 预脉冲 (绿色) 和主脉冲 (红色) 经f400透镜聚焦同轴入射Sn靶面, 入射角为0°, 两台EUV能量计与激光入射角度的夹角分别为26°和39°, EUV光谱仪与激光入射方向夹角为50°, 等离子体在可见光波段的发射通过f200透镜成像并由ICCD采集

    Figure 1.  Schematic of the experimental layout. The pre-pulse (depicted in green) and the main pulse (depicted in red) are focused by a f400 lens co-axially and are incident onto the Sn target surface, the incident angle is 0°, the angle between the laser incident direction and the two EUV monitors are 26° and 39°, respectively, the observation angle of the EUV spectrometer is 50°, the visible band emission of the Sn plasma is imaged by a f200 lens and captured by an ICCD.

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    图 2  不同预脉冲光斑大小下的CE随延时变化趋势, 虚线为主脉冲单独作用时的CE值　(a) 0.3 mm光斑预脉冲下26° (红色方块)和39° (蓝色圆形)的CE随延时变化趋势; (b) 1 mm光斑预脉冲下26° (红色方块)和39° (蓝色圆形)的CE随延时变化趋势

    Figure 2.  The dependency of CE on delay time for different pre-pulse spot sizes. The dashed lines mark the CE values when the main pulse irradiates the target without the pre-pulse: (a) The dependency of 26° (red square) and 39° (blue circle) CE on the delay time for 0.3 mm pre-pulse spot; (b) the dependency of 26° (red square) and 39° (blue circle) CE on the delay time for 1 mm pre-pulse spot.

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    图 3  不同预脉冲光斑大小下的全谱归一化EUV光谱, 图中紫色阴影区域对应EUV带内辐射波段　 (a) 0.3 mm光斑预脉冲作用时不同延时下的EUV光谱; (b) 1 mm光斑预脉冲作用时不同延时下的EUV光谱

    Figure 3.  The normalized EUV spectra at different pre-pulse spot sizes, the violet shadow area corresponds to 13.5 nm 2% bandwidth: (a) The EUV spectra at different delay times for 0.3 mm pre-pulse spot; (b) the EUV spectra at different delay times for 1 mm pre-pulse spot.

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    图 4  0.3 mm (黑色方块) 与1 mm (红色圆形) 预脉冲光斑大小下SP随延时变化趋势

    Figure 4.  Dependency of SP on delay for 0.3 mm (black square) and 1 mm (red circle) laser spot sizes.

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    图 5  等离子体成像测量　(a)—(c) 0, 50, 1000 ns时的等离子体图像, 图像左侧为靶面位置, 激光入射方向为从右到左, 所有图像设置为相同对比度范围; (d) 0.3 mm (黑色方块) 和1 mm (红色圆形) 预脉冲光斑大小下的等离子体纵向尺寸随延时变化趋势; (e) 0.3 mm (黑色方块) 和1 mm (红色圆形) 预脉冲光斑大小下等离子体纵向中心位置随延时变化趋势

    Figure 5.  The plasma imaging measurements: (a)–(c) The plasma images at 0, 50, 1000 ns, the left side of the image is the target surface, and the laser is incident from the right side, all images are set to the same contrast ratio; (d) the dependency of longitudinal size of the plasma on delay time for 0.3 mm (black square) and 1 mm (red circle) laser spot sizes; (e) the dependency of longitudinal central position of the plasma on delay time for 0.3 mm (black square) and 1 mm (red circle) laser spot sizes.

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    图 6  CE比例和等离子体纵向/横向长度比　(a) 0.3 mm光斑预脉冲下39°和26°的CE之比和等离子体纵/横比随延时变化趋势; (b) 1 mm光斑预脉冲下39°和26°的CE之比和等离子体纵/横比随延时变化趋势

    Figure 6.  The CE ratio and the longitudinal/lateral size ratio of the plasma: (a) The dependency of the 39°/26° CE ratio and the longitudinal/lateral size ratio on delay time for 0.3 mm pre-pulse; (b) the dependency of the 39°/26° CE ratio and the longitudinal/lateral size ratio on delay time for 1 mm pre-pulse.

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  • [1] Fomenkov I, Brandt D, Ershov A, Schafgans A, Tao Y, Vaschenko G, Rokitski S, Kats M, Vargas M, Purvis M, Rafac R, Fontaine B L, Dea S D, LaForge A, Stewart J, Chang S, Graham M, Riggs D, Taylor T, Abraham M, Brown D 2017 Adv. Opt. Technol. 6 173 doi: 10.1515/aot-2017-0029
    [2] Lin N, Chen Y Y, Wei X, Yang W H, Leng Y L 2023 High Power Laser Sci. Eng. 11 e64 doi: 10.1017/hpl.2023.53
    [3] Chen Y Y, Liu Z X, Lin N 2025 Opt. Lasers Eng. 189 108946 doi: 10.1016/j.optlaseng.2025.108946
    [4] 林楠, 杨文河, 陈韫懿, 魏鑫, 王成, 赵娇玲, 彭宇杰, 冷雨欣 2022 激光与光电子学进展 59 0922002 Lin N, Yang W H, Chen Y Y, Wei X, Wang C, Zhao J L, Peng Y J, Leng Y X 2022 Laser & Optoelectronics Progress 59 0922002
    [5] Nowak T S, Yokotsuka T, Fujitaka K, Moriya M, Ohta T, Kurosu A, Sumitani A, Fujimoto J 2010 EUVL Workshop p2
    [6] Versolato O O, Sheil J, Witte S, Ubachs W, Hoekstra R 2022 J. Opt. 24 054014 doi: 10.1088/2040-8986/ac5a7e
    [7] Sistrunk E, Alessi D, Bayramian A, Chesnut K, Erlandson A, Galvin T, Gibson D, Nguyen H, Reagan B, Schaffers K, Siders C, Spinka T, Haefner C 2019 Proc. SPIE 11034 1103407
    [8] Campos D, Harilal S S, Hassanein A 2010 Appl. Phys. Lett. 96 151501 doi: 10.1063/1.3386524
    [9] Harilal S S, Sizyuk T, Hassanein A, Campos D, Hough P, Sizyuk V 2011 J. Appl. Phys. 109 063306 doi: 10.1063/1.3562143
    [10] Fujioka S, Nishimura H, Nishihara K, Sasaki A, Sunahara A, Okuno T, Ueda N, Ando T, Tao Y, Shimada Y, Hashimoto K, Yamaura M, Shigemori K, Nakai M, Nagai K, Norimatsu T, Nishikawa T, Miyanaga N, Izawa Y, Mima K 2005 Phys. Rev. Lett. 95 235004 doi: 10.1103/PhysRevLett.95.235004
    [11] Freeman J R, Harilal S S, Verhoff B, Hassanein A, Rice B 2012 Plasma Sources Sci. Technol. 21 055003 doi: 10.1088/0963-0252/21/5/055003
    [12] Ando T, Fujioka S, Nishimura H, Ueda N, Yasuda Y, Nagai K, Norimatsu T, Murakami M, Nishihara K, Miyanaga N, Izawa Y, Mima K, Sunahara A 2006 Appl. Phys. Lett. 89 151501 doi: 10.1063/1.2361260
    [13] Harilal S S, O'Shay B, Tillack M S, Tao Y, Paguio R, Nikroo A, Back C A 2006 J. Phys. D: Appl. Phys. 39 484 doi: 10.1088/0022-3727/39/3/010
    [14] Hayden P, Cummings A, Murphy N, O’Sullivan G, Sheridan P, White J, Dunne P 2006 J. Appl. Phys. 99 093302 doi: 10.1063/1.2191477
    [15] Lan H, Wang X B, Zuo D L 2016 Chin. Phys. B 25 035202 doi: 10.1088/1674-1056/25/3/035202
    [16] Si M Q, Wen Z L, Zhang Q J, Dou Y P, Li B C, Song X W, Xie Z, Lin J Q 2023 Acta Physica Sinica 72 065201 doi: 10.7498/aps.72.20222385
    [17] Freeman J R, Harilal S S, Hassanein A 2011 J. Appl. Phys. 110 083303 doi: 10.1063/1.3647779
    [18] Freeman J R, Harilal S S, Hassanein A, Rice B 2013 Appl. Phys. A 110 853 doi: 10.1007/s00339-012-7164-3
    [19] Cummins T, O'Gorman C, Dunne P, Sokell E, O'Sullivan G, Hayden P 2014 Appl. Phys. Lett. 105 044101 doi: 10.1063/1.4891762
    [20] Tao Y, Tillack M S, Harilal S S, Sequoia K L, Najmabadi F 2007 J. Appl. Phys. 101 023305 doi: 10.1063/1.2426883
    [21] Tao Y, Tillack M S, Harilal S S, Sequoia K L, Burdt R A, Najmabadi F 2007 Opt. Lett. 32 1338 doi: 10.1364/OL.32.001338
    [22] Garbanlabaune C, Fabre E, Max C E, Fabbro R, Amiranoff F, Virmont J, Weinfeld M, Michard A 1982 Phys. Rev. Lett. 48 1018 doi: 10.1103/PhysRevLett.48.1018
    [23] Wang T Z, Hu Z L, He L, Lin N, Leng Y X, Chen W B 2025 Vacuum 231 113805 doi: 10.1016/j.vacuum.2024.113805
    [24] 胡桢麟, 何梁, 王天泽, 林楠, 冷雨欣 2025 中国激光 52 0601001 doi: 10.3788/CJL241283 Hu Z L, He L, Wang T Z, Lin N, Leng Y X 2025 Chin. J. Lasers 52 0601001 doi: 10.3788/CJL241283
    [25] 何梁, 胡桢麟, 王天泽, 林楠, 冷雨欣 2025 激光与光电子学进展 62 0314001 doi: 10.3788/LOP242211 He L, Hu Z L, Wang T Z, Lin N, Leng Y X 2025 Laser Optoelectron. Prog. 62 0314001 doi: 10.3788/LOP242211
    [26] 蔡懿, 王文涛, 杨明, 刘建胜, 陆培祥, 李儒新, 徐至展 2008 物理学报 57 5100 doi: 10.7498/aps.57.5100 Cai Y, Wang W T, Yang M, Liu J S, Lu P X, Li R X, Xu Z Z 2008 Acta Phys. Sin. 57 5100 doi: 10.7498/aps.57.5100
    [27] Versolato O O 2019 Plasma Sources Sci. Technol. 28 083001 doi: 10.1088/1361-6595/ab3302
    [28] Morris O, O’Reilly F, Dunne P, Hayden P 2008 Appl. Phys. Lett. 92 231503 doi: 10.1063/1.2945645
    [29] Schupp R, Torretti F, Meijer R A, Bayraktar M, Sheil J, Scheers J, Kurilovich D, Bayerle A, Schafgans A A, Purvis M, Eikema K S E, Witte S, Ubachs W, Hoekstra R, Versolato O O 2019 Appl. Phys. Lett. 115 124101 doi: 10.1063/1.5117504
    [30] Tao Y, Harilal S S, Tillack M S, Sequoia K L, O'Shay B, Najmabadi F 2006 Opt. Lett. 31 2492 doi: 10.1364/OL.31.002492
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出版历程
  • 收稿日期:  2025-01-24
  • 刊出日期:  2025-07-20

延时可调的双波长激光与Sn靶作用的极紫外辐射特性

    通讯作者: E-mail: nanlin@siom.ac.cn.; 
    作者简介: 王天泽.E-mail: tzwang@siom.ac.cn
  • 1. 中国科学院上海光学精密机械研究所, 超强激光科学与技术全国重点实验室, 上海　201800
  • 2. 中国科学院上海光学精密机械研究所, 精密光学工程部, 上海　201800
  • 3. 中国科学院大学, 北京　100049
  • 收稿日期:  2025-01-24

摘要: 激光-等离子体极紫外 (LPP-EUV) 光源是先进光刻系统中的核心子系统之一. 近年来, 固体激光逐渐成为新一代LPP-EUV光源的候选驱动激光方案. 然而, 由于工作波长较短, 固体激光具有较高的等离子体临界密度和光厚, 导致激光-极紫外光能量转换效率(CE)较低. 针对这一问题, 本工作提出采用波长为0.532 μm的预脉冲激光对等离子体密度进行调制, 对预脉冲和波长为1.064 μm的Nd:YAG驱动激光(主脉冲)在不同延时下与Sn靶作用的辐射特性进行了测量. 实验结果证明, 0.532 μm预脉冲对Nd:YAG驱动激光在26°和39°上CE的提升分别达到4%和18%; 实现了极紫外光能量角分布的有效调节, 形成各向同性发射; 实现了光谱形状优化, 在预脉冲作用下光谱纯度达到12.2%, 相较于仅主脉冲提升69%. 此外, 实验中还通过对等离子体发光轮廓进行时间分辨成像, 证明了极紫外光能量角分布与等离子体形态的相关性. 这表明0.532 μm预脉冲能够改变等离子体形态, 进而影响EUV能量角分布特性. 以上研究结果对固体激光驱动极紫外光源的辐射特性优化具有指导性意义.

English Abstract

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    1.   引　言

    • 激光-等离子体 (laser-produced plasmas, LPP) 极紫外 (extreme ultraviolet, EUV) 光源目前已成功应用于商业化EUV光刻技术中[1], 有力推动了先进集成电路工艺节点的进步. LPP-EUV光源的基本原理是, 使用高能量脉冲CO2激光轰击直径约30 μm的锡液滴, 将其电离并加热至约30 eV后发出EUV辐射. 产生的宽带等离子体辐射由Mo/Si多层膜反射镜收集, 并经过滤光系统[2,3]纯化为13.5 nm 2%带宽辐射 (in-band emission, 带内辐射) 后传输到曝光系统中[4]. 为支撑100 w/h (wafer per hour) 以上的产率, EUV光源在中间焦点 (intermediate focus, IF)的功率需达到250 W以上, 对应CO2驱动激光平均功率为30 kW. 而由于CO2激光的电-光转换效率较低 (< 5%)[5], EUV光刻机的整机功耗极高, 目前已达1 MW以上.

      当前, 学术界对固体激光作为LPP-EUV光源下一代驱动激光的可行性进行了广泛的讨论[6]. 相较于CO2激光, 固体激光在多方面具有显著优势, 如电-光转换效率较高、体积紧凑以及脉冲时域形状调节性好等. 根据Sistrunk等[7]的研究, 脉冲固体激光的平均功率未来可达到300 kW, 能够支撑商业化EUV光源驱动激光功率需求. 基于此, 研究者对固体激光驱动的EUV光源进行了大量研究. 早期研究发现, 对于典型波长为1.064 μm的固体激光, 其所对应的等离子体临界密度 ($ {n}_{{\mathrm{c}}}\propto {\lambda }^{-2} $) 高于CO2激光 (10.6 μm), 与Sn固体靶作用产生的等离子体具有更高的等离子体密度[8,9]. 因此EUV辐射在等离子体中的衰减也即光厚 (optical depth) 较高, 导致了强烈的EUV不透明度效应 (opacity effect)[10]和光谱展宽效应[11]. 并且由于等离子体侧向膨胀效应的影响, EUV发射表现为各向异性[12], 对投影曝光时的光束均匀性造成影响.

      为克服1.064 μm固体激光光厚较大带来的影响, 研究者们首先尝试了多种Sn靶材密度调节方法, 如Harilal等[13]利用激光与掺Sn低Z泡沫靶作用, 观察到显著的光谱窄化. Hayden等[14]在陶瓷材料中掺杂SnO2, 在5% Sn掺杂比例下与纯Sn薄膜靶相比转换效率 (conversion efficiency, CE) 由2.2%提高至2.9%. Lan等[15]对激光与Sn和SnO2靶作用的EUV辐射特性进行了探究. Si等[16]开展了激光与SnO2靶作用的研究, 发现光谱效率较Sn靶提升为20%. 以上工作表明, 通过改变靶材中Sn浓度能够减小等离子体密度并优化EUV辐射特性. 除了改变靶材本身的成分, 预脉冲 (pre-pulse) 技术是调节等离子体密度更为直接的手段. 在实验中, 预脉冲提前驱动激光 (主脉冲) 入射, 一般相较于主脉冲能量较小, 光强也较低. 预脉冲烧蚀靶面形成低密度的预等离子体, 在主脉冲入射时部分能量沉积到预等离子体中, 从而降低了发光等离子体的密度. 在预脉冲相关研究中, 主脉冲波长主要为1.064 μm和10.6 μm, 在使用不同波长预脉冲和10.6 μm主脉冲时[17–19], CE获得了显著提升; 但在主脉冲和预脉冲波长均为1.064 μm的情况下[20,21], CE和EUV光谱并未观测到显著变化. 造成该现象的原因可能为: 首先, 1.064 μm和10.6 μm激光的临界密度分别为1×1021 cm–3和1×1019 cm–3, 在相同的预脉冲参数下, 10.6 μm激光能量更易沉积在低密度的预等离子体中, 而1.064 μm激光能量沉积效果有限, 大部分激光能量仍在靶面附近吸收, 因此与1.064 μm单脉冲作用无实质区别. 其次, 预脉冲能够增大10.6 μm激光在等离子体中的吸收率, 从而提高CE, 而1.064 μm激光与固体靶作用时吸收率已经较高[22], 因此不能提高CE.

      为实现基于预脉冲的固体激光驱动EUV光源CE的提升, 本工作采用基于0.532 μm预脉冲和1.064 μm主脉冲的双波长激光驱动方案. 首先, 在实验中改变双脉冲间的时间延时, 并利用EUV能量计和光谱仪对不同延时下的辐射特性进行测量. 其次, 实验中对比了不同预脉冲光斑大小对EUV辐射特性的影响. 最后, 利用ICCD对不同延时下等离子体轮廓进行时间分辨成像, 并对0.532 μm预脉冲的作用机制进行探究.

    2.   实验布局

    • 本实验在中国科学院上海光学精密机械研究所先进光刻技术课题组的EUV发光验证实验平台上进行[23–25]. 实验布局如图1所示, 一束0.532 μm Nd:YAG二倍频激光 (预脉冲) 和一束1.064 μm Nd:YAG激光 (主脉冲) 由f400凸透镜聚焦, 同轴地入射到真空靶室内, 并聚焦到Sn平面靶上同一位置, 入射角为0°. 预脉冲在靶面上的聚焦光强为1×109 W/cm2. 主脉冲为p偏振, 最大能量为600 mJ, 脉宽为5.6 ns, 焦斑半高全宽 (FWHM) 为250 μm, 在靶面上的聚焦光强为1×1011 W/cm2. 在实验中, 主脉冲与预脉冲之间的延时由快速光电二极管进行测量, 并由一台延时信号发生器(SRS DG645)进行调节. Sn平面靶安装在一个多轴电动位移台上, 每次激光入射后, 均移动到新的靶面, 以确保激光与Sn靶作用的可复现性. 每次移动靶面时, 通过长工作距离显微镜对靶面进行观察, 确保激光到靶光强的稳定.

      实验中采用两台自主研制的EUV能量计对EUV带内能量进行测量. 能量计布置在靶室斜上方, 与激光入射平面夹角为26°, 两能量计间隔角度为30°. 因此能量计与激光入射方向夹角分别为26°和39°. EUV能量计由Mo/Si多层膜反射镜和EUV光电探测器组成, 相关测量原理和校准过程已在此前的工作中进行报道[23]. 采用自主研制的EUV光谱仪[26]对7—23 nm EUV时间积分光谱进行测量, 光谱仪由1200线/mm平场光栅、X射线掠入射反射镜和X射线CCD (Andor DO940-BEN) 组成, 其测量角度与激光入射方向夹角为50°. 由于EUV辐射在空气中的高吸收率, 为保证EUV辐射测量的准确性, 靶室和EUV测量仪器内部均为真空状态, 真空度小于10–4 Pa. 实验中还对Sn等离子体可见光波段的发光轮廓进行了测量, 通过f200凸透镜对等离子体进行成像并由ICCD (Andor iStar DH334T) 进行采集, 放大倍率为4.8X, 测量角度与激光入射方向夹角为90°.

    3.   实验结果与讨论

    • CE定义为激光入射方向的2π立体角内EUV带内辐射 (2% BW) 能量与激光能量的比值[27]. 为便于讨论, 本工作中使用的CE为特定测量角度推广到2π立体角所得到的值, 因此代表该方向上的相对辐射效率. 在计算CE时由于预脉冲单独作用时产生的EUV辐射较小, 可忽略不计, 故不考虑预脉冲能量. 实验中测量了0—1000 ns延时下不同预脉冲光斑大小对CE的影响. 如图2所示, 在与图中虚线所标识的单脉冲作用CE比较时, 在较小的延时下, 两种预脉冲光斑大小的CE均出现一定程度提升. 其中1 mm光斑预脉冲的提升幅度更大, 在10 ns时CE达到3.1% (26°)和20 ns时达到2.8% (39°), 相较于单脉冲CE提升幅度分别为4%和18%. 在20—200 ns时, 双脉冲作用CE出现显著下降, 且26°的CE小于39°的CE. 而在延时大于200 ns后, 26°和39°的CE逐渐上升, 在500 ns后26°的CE大于39°的CE, 并且逐渐接近单脉冲作用时26°和39°的CE (图2(b)虚线所示). 在单脉冲作用下, 26°的CE大于39°的CE, 这与此前的EUV能量角分辨测量吻合[12], 多数情况下, 越靠近靶面法线方向CE越高. 而在预脉冲作用下, 不同角度CE的数值关系出现显著变化. 在图2(a)中, 预脉冲光斑大小为0.3 mm时, 20—150 ns时26°与39°的CE基本一致. 而在图2(b)中, 在1 mm光斑预脉冲的作用下, 20—500 ns时39°的CE大于26°的CE. 这表明预脉冲光斑较大时对不同角度EUV发射的调制作用更为显著.

      为研究不同预脉冲延时对CE的影响机制, 实验中对EUV光谱进行测量. 图3展示了不同预脉冲光斑大小下的9—19 nm光谱随延时变化情况. 图中光谱是对光谱强度积分归一化的结果, 因此其强度代表了该波长光谱能量占总光谱能量的比例. 0 ns时的光谱与主脉冲单独作用时的光谱基本相同, 在13.5 nm处出现了显著的Sn11+离子吸收峰[28], 这是1.064 μm激光与固体靶作用时较大的光厚造成的. 随着延时增加, 光谱形状出现了显著变化, 在13.5 nm附近主要表现为谱峰变窄以及在14.1 nm处出现Sn10+离子吸收峰. 1 mm光斑预脉冲对光谱的影响更大, 如图3(b) 所示, 在50—150 ns处出现了显著谱峰窄化以及复杂的光谱调制效果, 在14—19 nm出现的吸收特征对应更低价Sn离子. 随着延时进一步增加, 光谱的调制效应变弱, 在1000 ns时, 光谱形状与单脉冲光谱相似.

      光谱纯度 (spectral purity, SP) 的定义是2π立体角范围内EUV带内辐射能量$ {E}_{{\mathrm{i}}{\mathrm{b}}, 2{\pi}} $与EUV辐射总能量$ {E}_{{\mathrm{r}}{\mathrm{a}}{\mathrm{d}}, 2{\pi}} $的比值[27], 其表达式为

      SP是衡量EUV辐射效率的重要参数, 根据Schupp等[29]的研究, 等离子体光厚与SP呈负相关, 因此SP能够表征光厚大小. 本工作中SP采用EUV带内辐射能量与7—23 nm光谱能量的比值. 如图4所示, SP在0.3 mm光斑预脉冲作用下无显著变化. 而在1 mm光斑作用下, SP变化剧烈, 出现先上升后下降的趋势, 最大值达到11.8%, 相较主脉冲单独作用时(7%)提升69%. 单脉冲SP随激光光强等参数变化幅度较小[23], 这是1.064 μm激光固有的高等离子体临界密度造成的. EUV辐射区域的高密度导致了较高的光厚, 造成自吸收和光谱展宽效应, 使得SP降低.

      在1 mm光斑预脉冲作用下, 0—100 ns时SP逐渐上升, 但在图2(b)中CE在10—20 ns时达到峰值, 随后逐渐下降. SP与CE不同的变化趋势能够利用等离子体发射-吸收双层模型[23]进行解释, 该模型将Sn等离子体分为内层发光等离子体和只存在吸收作用外围冷等离子体. 预脉冲通过其产生的预等离子体密度分布同时影响EUV辐射的产生和外围吸收. 首先, 在0.532 μm预脉冲作用时, 预等离子体随时间膨胀而密度降低. 主脉冲在入射时与较低密度的等离子体相作用, 降低了EUV发光辐射区域的密度, 提高SP, 因而提升CE. 其次, 随着预等离子体不断膨胀, 外围的低密度等离子体范围逐渐扩大, 其无法沉积主脉冲能量被有效加热, 不参与EUV辐射过程, 但对内层产生的EUV辐射存在吸收作用, 因此造成CE减小. 在延时高于200 ns后, 由于预等离子体的持续耗散, EUV发光机制重新趋近于单脉冲作用, CE和SP均接近单脉冲作用时的结果.

      为研究0.532 μm预脉冲对等离子体形态的调制作用以及对EUV辐射的影响规律, 实验中采用ICCD对等离子体在可见光波段的发光轮廓进行时间分辨成像. ICCD的门宽为1.6 ns, 采集时刻与主脉冲上升沿之间的延时固定为10 ns. 图5(a)—(c)所示为等离子体在不同预脉冲延时的发光轮廓. 在50 ns时, 等离子体发光强度降低, 同时发光区域变大, 等离子体位置离靶面较远. 实验中还对两种预脉冲尺寸不同延时下的等离子体FWHM尺寸进行计算, 设定沿激光入射方向为纵向, 平行靶面方向为横向. 图5(d)展示了等离子体纵向尺寸随延时变化的趋势, 在两种预脉冲光斑尺寸下, 等离子体尺寸都出现先增大后减小的趋势, 说明0.532 μm预脉冲有效调节了发光等离子体分布. 且1 mm预脉冲光斑相较于0.3 mm, 等离子体尺寸变化更大. 与之对应的是图2 中20—200 ns时1 mm预脉冲光斑相较于0.3 mm的CE下降幅度更大, 这说明在高延时下更大的外围冷等离子体轮廓产生的EUV吸收作用占主导地位, 降低了CE. 同样地, 在图5(e)中等离子体位置随延时也表现出先增后降的变化趋势, 这表明在0.532 μm预脉冲作用下, 主脉冲能量主要沉积在预等离子体内, 使发光等离子体的产生位置远离固体靶靶面. 根据图5(b)中等离子体发光强度较低这一现象, 表明在0.532 μm预脉冲作用下发光区域变大而等离子体密度降低, 减小光厚导致CE和SP的提高. 在更大的延时下, 由于预等离子体的持续膨胀, 其等离子体密度减小导致主脉冲激光吸收减弱, 发光区域重新回到靶面附近, 但背景等离子体对EUV光的吸收增强, 导致CE下降. 由于背景冷等离子体/Sn原子对EUV辐射不具有复杂的吸收结构, EUV光谱与单脉冲作用时形状相似, SP也相接近.

      为研究EUV能量角分布随延时变化的趋势, 本工作对实验中测量的等离子体轮廓进行了探究, 对其纵向和横向尺寸之比进行计算. 图6展示了不同预脉冲光斑下的等离子体纵/横比随延时变化趋势, 同时也对39°(更靠近横向)和26°(更靠近纵向)间的CE比例进行计算并展示. 在两种预脉冲光斑大小下, CE比例和等离子体纵/横比的变化趋势表现出一致性, 且在纵/横比等于0.5时, 两个方向的CE比例为1. 这表明, EUV能量的角分布特性是由等离子体形态决定的, 这与此前工作中报道的EUV能量角分布与等离子体密度测量依赖性相吻合[23]. 纵/横比越低, 即等离子体越“扁平”, 更有利于激光入射方向的EUV发射; 反之, 则更有利于侧向EUV发射. 0.532 μm预脉冲对等离子体轮廓的影响规律可由激光与平面靶作用时的侧向膨胀现象解释, 当激光以较小光斑入射平面靶时, 在沿靶面方向等离子体侧向膨胀占主导地位[30], 因此造成了较高的侧向吸收率, 降低侧向CE. 而0.532 μm预脉冲产生的预等离子体由于密度梯度较小, 抑制了侧向膨胀, 从而改变等离子体形态, 并在一定延时下对EUV能量角分布特性形成优化.

    4.   结　论

    • 本工作对0.532 μm预脉冲和1.064 μm主脉冲与Sn靶作用产生的等离子体辐射特性进行探究. 实验结果显示, 光斑大小为1 mm的0.532 μm预脉冲能够在特定延时下提升1.064 μm主脉冲CE, 在10 ns和20 ns时分别达到3.1% (26°) 和2.8% (39°), 相较于单脉冲CE提升幅度为4%和18%; 调节EUV能量角分布, 在一定延时下形成各向同性发射; 并优化光谱形状, 使SP从单脉冲作用时的7%提升到12.2%, 提升幅度为69%. 实验中还对比了0.3 mm和1 mm预脉冲光斑大小下EUV辐射特性的区别, 结果显示, 在1 mm预脉冲光斑大小下对辐射特性的调节效果更好. 最后, 采用ICCD对等离子体发光区域进行成像, 通过对比26°和39°的CE比例和等离子体轮廓纵向/横向尺寸比例在不同延时下的变化趋势, 发现EUV能量角分布特性与等离子体形态高度相关. 这表明0.532 μm预脉冲能够改变等离子体形态, 进而影响EUV能量角分布特性. 本研究对固体激光驱动EUV光源的辐射特性优化具有指导性意义.

    参考文献 (30)

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