Beobachtung von Plasmaeinflüssen im Laser | Hebei Laser Marking Co., Ltd

Wissenschaftliche Berichte Band 13, Artikelnummer: 1825 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Details zu den Metriken

Die Plasmadynamik wird durch die Elektronendichte (ne), die Elektronentemperatur (Te) und den Strahlungsenergietransfer sowie durch makroskopische Strömungen bestimmt. Aufgrund ihrer geringen Größe (< 1 mm) und kurzen Lebensdauer (< 100 ns) wurden Plasmaströmungsgeschwindigkeitsfelder (vflow) in lasererzeugten Plasmen (LPPs) jedoch selten gemessen. Hier berichten wir zum ersten Mal über zweidimensionale (2D) vflow-Messungen von Sn-LPPs („Doppelpuls“-Schema mit einem CO2-Laser) für extrem ultraviolette (EUV) Lichtquellen für die Halbleiterlithographie unter Verwendung des Kollektivs Thomson Streutechnik, die typischerweise zur Messung von Ne, Te und der gemittelten Ionenladung (Z) von Plasmen verwendet wird. Innerhalb der EUV-Quelle beobachteten wir eine Plasmaeinströmgeschwindigkeit von über 104 m/s in Richtung einer zentralen Plasmaachse aus den Randbereichen. Die zeitaufgelösten 2D-Profile von ne, Te, Z und vflow zeigen, dass die Plasmazuflüsse die EUV-Quelle auf einer Temperatur halten, die für die EUV-Lichtemission mit hoher Dichte (ne > 3 ×) geeignet ist (25 eV < Te < 40 eV). 1024 m−3) und für eine relativ lange Zeit (> 10 ns), was zu einem Anstieg der gesamten EUV-Lichtemission führt. Diese Ergebnisse deuten darauf hin, dass die Steuerung des Plasmaflusses die EUV-Lichtausbeute verbessern kann und dass Potenzial für eine weitere Steigerung der EUV-Lichtausbeute besteht.

Für die Feinbearbeitung im Halbleiterfertigungsprozess, der die IT-Gesellschaft unterstützt, ist eine Lithographie-Lichtquelle mit kurzer Wellenlänge erforderlich. Derzeit wird extrem-ultraviolettes (EUV) Licht mit einer Wellenlänge von 13,5 nm aus lasererzeugtem Zinn (Sn)-Plasma verwendet1 ,2,3,4,5,6,7. Das optische System für die EUV-Lithographie verfügt nur über ein reflektierendes optisches System, und selbst wenn ein Mo/Si-Mehrschichtspiegel mit einem hohen Reflexionsgrad von 0,67 verwendet wird, ist eine sehr hohe Lichtquellenleistung erforderlich, da in einer aktuellen EUV-Lithographieanlage 12 Reflexionsspiegel vorhanden sind8 .

High-density plasma is desired to obtain high output, however, self-absorption cannot be ignored when the density is too high. Therefore, it is necessary to maintain plasma of appropriate density for a relatively long time. It has been clarified that a "double-pulse method" is effective to generate EUV sources with high conversion efficiency (CE) of converting drive laser light into usable in-band EUV photons5. In this method, a small (20–30 µm diameter) tin droplet is irradiated with a pre-pulse laser and a main laser pulse for generating a light source plasma. Various papers have already pointed out that the double-pulse method is effective in improving CE3,300W high power LPP-EUV source with long mirror lifetime-III for semiconductor HVM. In Extreme Ultraviolet (EUV) Lithography XII 48th edn (eds Felix, N. M. & Lio, A.) (SPIE, 2021). https://doi.org/10.1117/12.2581910 ." href="#ref-CR9" id="ref-link-section-d307982577e597"> 9,10,11. Weitere Verbesserungen der Effizienz von Lichtquellen wurden in Betracht gezogen, um den CO2-Laser als Hauptimpuls durch einen Festkörperlaser mit einer Wellenlänge von 2 μm und einem hohen Wirkungsgrad der elektrisch-optischen Umwandlung zu ersetzen12,13,14,15,16. Daher ist es sinnvoll, den detaillierten Mechanismus zu verstehen, wie die Doppelpulsmethode eine höhere Umwandlungseffizienz erreichen kann. Eines der entscheidenden Probleme ist die Schwierigkeit, grundlegende Plasmaparameter (Elektronendichte, Elektronentemperatur und Ladungszustand Z) in sehr kleinen (< 1 mm), ungleichmäßigen, kurzlebigen (< 100 ns) und transienten EUV-Quellen zu messen . Diese grundlegenden Parameter sind entscheidend für die Steigerung der In-Band-EUV-Leistung (Wellenlänge λ = 13,5 nm, 2 % der gesamten Bandbreite), wie Atommodellierungsstudien zeigen7,17,18. Sie weisen darauf hin, dass die EUV-Quelle eine ausreichende Elektronendichte (ne: 3 × 1024–1025 m−3) und Elektronentemperatur (Te: 25–40 eV) aufweisen sollte, um den optimalen Ladungszustand von 8+–12+ zu erreichen.

Ein (und wahrscheinlich einziges) Beispiel für zeitaufgelöste 2D-Profile von ne, Te und dem gemittelten Ladungszustand (\(\overline{Z}\)) ist unsere vorherige Studie, in der die Ionentermspektren der kollektiven Thomson-Streuung (CTS ) wurden mit einem speziell angefertigten Spektrometer19 gemessen. In unserer vorherigen Studie wurden die EUV-Quellen mit der Doppelpulsmethode erzeugt, bei der ein Pikosekundenpuls-Nd:YVO4-Laser mit einer Wellenlänge von 1064 nm als Vorpulslaser und ein Kohlendioxid (CO2)-Laser verwendet wurden Als Hauptlaser wurden Laser mit 15 ns Pulsbreite und einer Wellenlänge von 10,6 µm verwendet. Die CTS-Ergebnisse verdeutlichten, dass sich die 2D-Profile von Ne und Te mit einer Verzögerungszeit zwischen dem Vorpulslaser und dem Hauptlaser deutlich veränderten. Die CTS-Ergebnisse zeigen, dass das große Volumen der optimalen Plasmabedingungen entscheidend für den hohen CE war.

Hier in diesem Artikel haben wir zum ersten Mal das 2D-Geschwindigkeitsfeld (vflow) innerhalb von EUV-Quellen geklärt. Als Ergebnis entdeckten wir zunächst, dass die Plasma-„Einströme“ in Richtung der Hauptlaserachse (Radius r = 0) eine Schlüsselrolle bei der Erhöhung des CE spielen. Es wurde festgestellt, dass die Strömungsrichtungen über 104 m/s nur im Bereich von 200 µm entgegengesetzt waren. Diese einzigartigen Plasmaströme, dh die Zuflüsse in Richtung r = 0, halten die EUV-Quelle über einen relativ langen Zeitraum und mit hoher Dichte auf einer für die EUV-Lichtemission geeigneten Temperatur. Diese Studie zeigt zunächst experimentelle Beweise dafür, dass die Steuerung der Fluiddynamik eine Schlüsseltechnik zur Verbesserung der EUV-Lichtleistung sein kann. Darüber hinaus wird in den Ergebnissen darauf hingewiesen, dass es in Zukunft noch Potenziale zur Steigerung der EUV-Ausgangsleistung gibt.

Dieses Papier ist wie folgt aufgebaut. Im Abschnitt „Ergebnisse“ zeigen wir unseren Versuchsaufbau und 2D-Profile des Plasmaströmungsgeschwindigkeitsfeldes (vflow) und des Drucks in den EUV-Quellen. Basierend auf diesen Ergebnissen diskutieren wir im Abschnitt „Diskussion“, wie die Plasmaströme zur Erhöhung der Gesamtmenge der EUV-Lichtemission beitragen. Im Abschnitt „Methode“ beschreiben wir die CTS-Technik, insbesondere die Bestimmungsprozesse von vflow.

Abbildung 1a zeigt schematisch den Versuchsaufbau, der im Grunde die gleiche Konfiguration wie in unserem vorherigen Artikel19 aufweist. Um das Plasma zu erzeugen, wurde zunächst das Sn-Tröpfchentarget (Durchmesser: 26 μm) von einem Tröpfchengenerator in einer Vakuumkammer (< 10−4 Pa) zugeführt. Als nächstes wurde ein Vorpulslaser (ein Nd:YVO4-Laser mit einer Energie von 2 mJ, einem Puls von 14 ps, einem Punktdurchmesser von 66 µm, einer Wellenlänge von 1064 nm und einem gaußförmigen Profil) verwendet, um das Sn-Tröpfchen auszudehnen. In dieser Studie wurde der Durchmesser der 1/e2-Intensität für die Laserpunktgröße verwendet. Danach wurde der Hauptlaser (ein CO2-Laser mit einer Energie von 100 mJ, einer Pulsbreite von 15 ns, einem Punktdurchmesser von 400 µm, einer Wellenlänge von 10,6 µm und einem gaußförmigen Profil) verwendet, um heiße und dichte Plasmen zu erzeugen. Durch Ändern des Zeitintervalls zwischen dem Vorpulslaser und dem Hauptlaser auf 1,3 μs, 2,0 μs und 2,5 μs wurden drei verschiedene Plasmen erzeugt. In dieser Arbeit werden die Plasmen mit dem Zeitintervall bezeichnet, z. B. bedeutet „das 2,5 μs-Plasma“ das Plasma, das im Zeitintervall von 2,5 μs erzeugt wird. Messungen der absoluten Umwandlungseffizienz (CE) wurden mit einem kalibrierten EUV-Fotodetektor durchgeführt, der aus einem spektralen Reinigungsfilter, einem schmalbandigen EUV-Mehrschichtspiegel und einem Fotodetektor bestand. Die Inband-EUV-Strahlung (Wellenlänge λ = 13,5 nm, 2 % der gesamten Bandbreite) wurde mit diesem Gerät gemessen, das sich in einem Winkel von 150° zur positiven x-Achsenrichtung (θ = 150°) befand1,8. Der CE für einen Raumwinkel von 2π sr wurde unter der Annahme einer isotropen Verteilung der EUV-Strahlung berechnet. Das 2,0 μs-Plasma hatte hier den maximalen CE (4,0 %). Die CE-Werte betrugen 3,1 % bzw. 2,8 % für das 1,3 μs- bzw. 2,5 μs-Plasma. Um die CTS-Messungen durchzuführen, wurde der CTS-Sondenlaser (eine zweite Harmonische eines Nd:YAG-Lasers mit 3–10 mJ Energie, einer Pulsbreite von 6 ns, einem Punktdurchmesser von 50 µm und einer Wellenlänge λ0 = 532 nm) positiv propagiert -x-Richtung. Wie in Abb. 1a gezeigt, hatten alle drei Laser (der Vorpuls-, der Haupt- und der Sondenlaser) identische Strahlengänge.

(a) Schematische Ansicht des experimentellen Aufbaus und der zeitlichen Profile des Haupt- (CO2) und des Sondenlasers. (b) Beispiele für Schattendiagramme (ursprüngliches Ziel und erweitertes Ziel), Inband-EUV-Bild und 2D-Elektronentemperaturprofil in perspektivischer Ansicht. Diese Ergebnisse in der Draufsicht sind in Abb. 2 und der ergänzenden Abb. 3 dargestellt.

Ein Teil der CTS-Signale wurde erhalten und auf einen Eingangsspalt eines speziell angefertigten Spektrometers fokussiert, das sechs reflektierende Gitter und eine verstärkte CCD-Kamera (ICCD) (Princeton Instruments, PI-MAX4) umfasst19,20. Da die räumlichen Profile der CTS-Spektren in Richtung der x-Achse (der Sonden-Laser-Strahlengang) in Schlitzhöhenrichtung abgebildet wurden, konnten räumlich aufgelöste CTS-Messungen erzielt werden21,22. Die Beziehung zwischen dem Sondenlaser-Strahlengang (X-Achsen-Richtung) und der Schlitzhöhenrichtung wird in der ergänzenden Abbildung 1a visuell erläutert. Bezüglich der Plasmaerwärmung durch den Sondenlaser wurde der relative Temperaturanstieg (ΔTe/Te) für die hier gemeldeten Fälle auf weniger als 3 % geschätzt. Ausführlichere Diskussionen über die Plasmaerwärmung durch den Sondenlaser werden im ANHANG von Lit. 23 besprochen.

In Abb. 1a sind die Wellenformen des Hauptlasers und der Sondenlaser dargestellt. Der Zeitpunkt Null (t = 0 ns) wurde als der Zeitpunkt des ersten Peaks des Hauptlasers definiert. Die CTS-Messungen wurden zu Zeiten von t = 5, 10, 15 und 20 ns und bei 0, 50, 100, 150, 200 und 300 μm in der y-Achsenrichtung (radial) durchgeführt. Die Zeitauflösung betrug 5 ns. Eine ausreichende Symmetrie des Plasmas entlang der y-Achse (radial) wurde bestätigt, wie in unserem vorherigen Artikel besprochen19. Ein Beispiel für ein CTS-Bild ist in der ergänzenden Abbildung 1 dargestellt. Die Art und Weise, ne, Te, \(\overline{Z}\) und das Plasmaströmungsgeschwindigkeitsfeld (vflow) aus den CTS-Ergebnissen zu erhalten, wird im Abschnitt „Methode“ erläutert . Wie im Abschnitt „Methode“ gezeigt, wurde die Doppler-Verschiebung der CTS-Spektren analysiert, um vflow zu bestimmen. Es wurden auch Schattengraphen- und EUV-Bildgebungsmessungen durchgeführt, wie in Abb. 1a und b gezeigt.

Hier erklären wir die experimentellen Ergebnisse. Abbildung 2a–d zeigt Schattendiagramme des Sn-Tröpfchenziels vor [Abb. 2a] und nach 1,3 μs [Abb. 2b], 2,0 μs [Abb. 2c] und 2,5 μs [Abb. 2d] Bestrahlen der Vorpulslaser. Die Expansionsdynamik eines mit einem Pulslaser bestrahlten Tröpfchens wurde experimentell und theoretisch untersucht12,24,25,26,27,28,29,30. Die 2D-Strahlungshydrodynamiksimulation von STAR2d31 zeigt, dass bei einer Vorpulslaserbedingung von 3,7 × 1012 W/cm2 ein hoher Druck von etwa 30 GP auf der Zinntröpfchenoberfläche erzeugt werden kann. Die Konvergenz einer durch den hohen Druck an der Oberfläche angetriebenen Stoßwelle zum Tropfenzentrum und die anschließende Divergenz führen zu Kavitation im zentralen Bereich, die durch die starke Zugspannung verursacht wird (siehe auch ergänzende Abbildung 2). Anschließend wird der Bereich der Koexistenz zwischen Flüssigkeit und Dampfphase gebildet. Die Reflexion einer Stoßwelle an der Rückseite eines Tropfens kann aufgrund der starken Dehnung auch zu Abplatzungen führen, was zu einer Asymmetrie führt, wie in den Schattendiagrammen auf der Vorder- und Rückseite des Tropfens zu sehen ist. Diese Schattengraphenbilder sind den zuvor beobachteten Bildern sehr ähnlich12,24,25,27,30. Abbildung 2e–g zeigt linienintegrierte Inband-EUV-Bilder der drei verschiedenen Plasmen, die in negativer y-Richtung gemessen wurden. In Abb. 2h – j sind die 2D-V-Strömungsprofile im positiven y-Bereich, die durch die bei t = 10 ns gemessenen CTS-Spektren erhalten wurden, als schwarze Pfeile dargestellt. Der Startpunkt jedes Pfeils zeigt die Messpunkte und die Länge der Pfeile entspricht den absoluten Werten von vflow. Die gleichen 2D-vflow-Profile sind auch in Abb. 3a – c dargestellt, in denen 2D-Plasmadruckprofile (p) als Konturdiagramme überlagert sind. Die Werte von p wurden als p = neκTe + niκTi berechnet, wobei κ die Boltzmann-Konstante und Ti die Ionentemperatur sind. Die 2D-Profile von ne, ni und Te, die zur Berechnung von p erforderlich sind, sind in den ergänzenden Abbildungen dargestellt. 3 (In dieser Arbeit wurde Ti = Te angenommen). Beachten Sie, dass sich die vertikale Achse für Abb. 2a–g (die Z-Achse) von der Achse für Abb. 2a–g unterscheidet. 2h–j und 3a–c (die y-Achse). Dies liegt daran, dass der Sondenlaser für die CTS-Messungen in Richtung der y-Achse gescannt wurde.

(a–d) Schattendiagramme des Sn-Tröpfchenziels vor (a) und nach 1,3 μs (b), 2,0 μs (c) und 2,5 μs (d) Bestrahlung mit den Vorpulslasern. (e–g) Linienintegrierte Inband-EUV-Bilder des 1,3-μs-Plasmas, des 2,0-μs-Plasmas und des 2,5-μs-Plasmas. (h–j) Zweidimensionale Profile des Plasmaströmungsgeschwindigkeitsfeldes (vflow) des 1,3 μs-Plasmas, des 2,0 μs-Plasmas und des 2,5 μs-Plasmas. Diese Strömungsprofile wurden bei t = 10 ns gemessen.

2D-Profile von Druck und Plasmaströmungsgeschwindigkeitsfeld (vflow) von (a) dem 1,3 µs-Plasma, (b) dem 2,0 µs-Plasma und (c) dem 2,5 µs-Plasma zu einer Zeit von t = 10 ns .

Hier diskutieren wir die in Abb. 3a – c gezeigten CTS-Ergebnisse. In diesen Abbildungen sollten die folgenden zwei Punkte hervorgehoben werden: (i) sowohl die Richtung als auch die Größe des vflow variieren mit den Positionen, (ii) es gibt Plasmaflüsse in Richtung der zentralen Plasmaachse (x-Achse), wie in Abb. 3b und gezeigt C. Abbildung 4 zeigt eine Visualisierung des Plasmaeinflusses in Richtung der x-Achse für den Fall von Abb. 3b. Beachten Sie, dass in Abb. 3a – c nur die positiven Y-Bereiche dargestellt sind (die negativen Y-Bereiche sind nicht dargestellt). Daher zeigt der untere Teil dieser Diagramme die Mittelachse (die x-Achse). Wir erläutern diese beiden Punkte anhand des 2,0-µs-Plasmas weiter im Detail [Abb. 3b], das in diesem Experiment den höchsten CE von 4 % aufweist. Bezüglich (i) verläuft der Plasmafluss im Bereich von x < 50 µm in negativer x-Richtung und in x > 100 µm erfolgt der Fluss in positiver x-Richtung. Darüber hinaus gibt es eine Geschwindigkeitskomponente senkrecht zur x-Achse (dh zur y-Achse oder der radialen Richtung), obwohl der Plasmafluss eine große Komponente parallel zur x-Achse aufweist. Bezüglich (ii) wurden die Strömungskomponenten zur Mittelachse in der Region nahe der Plasmamittelachse beobachtet (y = r < 150 µm). Im Bereich von y = r > 200 µm verlief die radiale Komponente von vflow in der Richtung weg von der Mittelachse. Da die Größe des vflow mit zunehmender Entfernung von einer bestimmten lokalen Region zunahm (50 µm < x < 100 µm und 100 µm < y = r < 150 µm), ist zu erwarten, dass Plasma aus der spezifischen lokalen Region in die peripheren Regionen fließt .

Cartoon der 3D-Druckprofile und des Plasmaeinflusses der EUV-Quellenplasmen.

In Abb. 3b bildete sich der höchste Druck (> 4 × 107 Pa) um die Position (xp,yp) = (30 µm, 150 µm). Im Allgemeinen kann der Druckgradient eine Hauptkraft zur Erzeugung von Plasmaströmen sein, dh es wird davon ausgegangen, dass die in Abb. 3a – c gezeigten 2D-V-Strömungsprofile durch Druckgradientenkräfte und Plasmaströme von Regionen mit höherem Druck zu Regionen mit niedrigerem Druck gebildet werden. Die räumliche Verteilung der Richtung des Geschwindigkeitsvektors in Abb. 3b zeigt jedoch, dass das Plasma von etwa der Position (xv,yv) = (90 µm, 150 µm), die 60 µm vom Peak entfernt ist, nach außen fließt Druckposition (xp,yp) = (30 µm, 150 µm). Diese Diskrepanz ist auf den Phasenunterschied zwischen Beschleunigung (Druckgradient) und Strömungsgeschwindigkeit zurückzuführen, also auf den Unterschied in der Definitionszeit. Wir haben die zeitaufgelöste Spitzendruckposition bei t = 5, 15 ns gemessen. Als Ergebnis bestätigten wir, dass sich die Spitzendruckposition von (x,y) = (70 µm, 150 µm) bei t = 5 ns auf (x,y) = (10 µm, 150 µm) bei t = 15 ns bewegte . Die Plasmaströme in Richtung der Plasmamittelachse wurden nur beobachtet, als die hohle Druckstruktur auftrat. Beispielsweise gibt es für das 1,3 µs-Plasma keinen Plasmaeinfluss, bei dem keine hohlen Druckstrukturen beobachtet wurden [Abb. 3a].

Hier konzentrieren wir uns auf die Plasmazuflüsse, weil wir schließlich herausgefunden haben, dass solche Zuflüsse eine wichtige Rolle bei der Verbesserung des CE spielen, wie im Rest des Textes dargestellt wird. Nachdem nun ni und vflow beobachtet wurden, ist es möglich, 2D-Profile des Ionenflusses (ni vflow) basierend auf den vflow-Profilen (Abb. 3) und ni-Profilen (ergänzende Abbildungen 3) zu berechnen. Beachten Sie, dass wir eine axiale Symmetrie des Ionenflusses (ni vflow) entlang der x-Achse (der Ausbreitungsachse des Laserstrahls) angenommen haben. Basierend auf den 2D-Ni-Vflow-Profilen haben wir die zeitliche Variation der Anzahl der aus einer zentralen Region ausströmenden Ionen geschätzt. Nachfolgend definieren wir „Zentralbereich“ als einen zylinderförmigen Bereich, der sich bei − 100 µm < x < 100 µm und − 100 µm < y = r < 100 µm befindet, wie in Abb. 5a dargestellt. Beachten Sie, dass „Zentralregion“ wichtig ist, um die Gesamtmenge der EUV-Lichtemission zu diskutieren, da die EUV-Emission hauptsächlich aus der Zentralregion stammt, wie in Abb. 2e–g dargestellt. Darüber hinaus wurden in dieser Region die optimalen Bereiche von ne (3 × 1024–1025 m-3) und Te (25–40 eV) für EUV-Quellen7,17,18 realisiert, wie in den ergänzenden Abbildungen dargestellt. 3d–o. Die zeitliche Variation der Anzahl der aus der Zentralregion ausströmenden Ionen wurde mithilfe der rechten Seite der folgenden integrierten Ionenmassenerhaltungsgleichung geschätzt:

Dabei sind dV und dS jeweils ein Volumenelement- und ein Oberflächenelementvektor der Zentralregion. Die Bereiche des Volumenintegrals V und des Oberflächenintegrals S werden als Volumen bzw. Oberfläche des Zentralbereichs definiert. Abbildung 5b zeigt die Abnahme der Ionenzahl aufgrund der Ausflüsse aus der Zentralregion während der Zeit von 5 ns für die drei verschiedenen Plasmen bei t = 10 ns. Wie in Abb. 5b gezeigt, flogen die Sn-Ionen in allen drei Fällen aus der Zentralregion aus, dh die Gesamtmenge an Sn-Ionen in den Zentralregionen nahm bei t = 10 ns ab. Aufgrund der Existenz der Plasmaflüsse in Richtung der zentralen Plasmaachse (x-Achse) gibt es jedoch Plasmazuflüsse im zentralen Bereich von der Seite des Zylinders (einem Teil des Zylinders senkrecht zur y-Achse). Fälle des 2,0 µs- und 2,5 µs-Plasmas. Als Ergebnis wurde die Anzahl der aus der Zentralregion ausströmenden Ionen unterdrückt. Um die Ergebnisse in Abb. 5b zu überprüfen und gegenzuprüfen, wird auf der linken Seite von Gl. (1) wurde auch unter Verwendung der 2D-ni-Profile berechnet, die bei t = 10 ns und 15 ns gemessen wurden [nur das 2D-ni-Profil bei t = 10 ns ist in der ergänzenden Abbildung 3m – o dargestellt]. Abbildung 5c zeigt die Ergebnisse. Wie in Abb. 5b und c gezeigt, ist die Anzahl der Ionen, die während der Zeitdauer von 5 ns aus dem Zentralbereich ausströmen, die auf der linken Seite erhalten wurden [Abb. 5b] und die rechte Seite [Abb. 5c] von Gl. (1) stimmen innerhalb des experimentellen Fehlers miteinander überein. Diese Ergebnisse zeigen, dass die Schätzung der Anzahl der aus der Zentralregion ausströmenden Ionen auf der Grundlage der 2D-Ni-Vflow-Profile korrekt ist.

(a) Darstellung der zentralen Region, die als zylinderförmige Region mit einer Höhe von 200 µm in x-Richtung (− 100 µm < x < 100 µm) und einem Durchmesser von 200 µm in y-Richtung (− 100 µm <) definiert ist y = r < 100 µm). Zeitliche Variation der Anzahl der aus der Zentralregion ausströmenden Ionen (/5 ns), geschätzt aus (b) rechter Seite und (c) linker Seite von Gleichung. (1). (d) Energieabflüsse aufgrund der Flüssigkeitsplasmabewegung aus der Zentralregion, geschätzt aus den 2D-Profilen der inneren Energiedichte eint, des Drucks P und vflow bei t = 10 ns.

Als nächstes haben wir die interne Energieverlustrate (Pout) in der Zentralregion aufgrund des Ausflusses der Plasmapartikel geschätzt. Schmollmund ist definiert als;

wobei ρ die Massendichte (kg/m3) und et die spezifische Energiedichte (J/kg) ist, definiert als;

wobei eint die innere Energiedichte (J/kg) ist und in dieser Studie als \(\frac{3}{2}\frac{p}{\rho }\) angenommen wird. Diese Schätzung wurde basierend auf den 2D-Profilen von ne, Te, Ti, \(\overline{Z}\), p und vflow durchgeführt, die bei t = 10 ns gemessen wurden (ne, Te, Ti und \(\overline{Z). }\) Profile sind in den ergänzenden Abbildungen 3) dargestellt. Abbildung 5d zeigt Pout mit einer Einheit von (100 mJ/10 ns). Die Werte von Pout sind alle positiv, was bedeutet, dass die innere Energie in der Zentralregion in allen Fällen bei t = 10 ns abfiel. Der Schmollmund war im 1,3 µs-Plasma am höchsten und im 2,5 µs-Plasma am niedrigsten. Unter Berücksichtigung der in Abb. 5b und c gezeigten Abnahme der Ionen im Zentralbereich ist dieses Ergebnis vernünftig, dh der Pout des 2,0 µs- und des 2,5 µs-Plasmas wurde aufgrund der Plasmazuflüsse unterdrückt.

Abbildungen 5 zeigen, dass die Plasmazuflüsse die Abflüsse sowohl der Ionenzahl als auch der inneren Energie in der Zentralregion reduzieren. Es wird vorhergesagt, dass dieser Effekt dazu beiträgt, höhere Ni- und Te-Werte in der Zentralregion aufrechtzuerhalten, in der die höchste EUV-Lichtemission beobachtet wurde, wie in Abb. 2e – g dargestellt. Um dies zu bestätigen, wurden zeitliche Entwicklungen von gemitteltem Ni und Te über der Zentralregion berechnet und in Abb. 6a und b dargestellt. Die gemittelten Werte für ni und Te wurden aus den 2D-Profilen von Te und ni berechnet, die bei t = 5, 10 und 15 ns gemessen wurden und teilweise in den ergänzenden Abbildungen 3d – f und 3m – o dargestellt sind. Wie in Abb. 6a gezeigt, nahm der gemittelte Ni-Wert im Zentralbereich im Fall der 2,0 µs- und 2,5 µs-Plasmen, bei denen der Plasmazufluss in Richtung Zentralbereich vorhanden ist, langsam ab. Andererseits flogen im Fall des 1,3-µs-Plasmas über die Zeitdauer von 10 ns mehr als 60 % der Ionen aus der Zentralregion. Bezüglich des gemittelten Te in Abb. 6b wurde das geeignete Te für die EUV-Emission (25 < Te < 40) in den 2,0 µs- und 2,5 µs-Plasmen bei t = 5 bis 10 ns beibehalten. Andererseits wurde im 1,3 µs-Plasma der gemittelte Te-Wert nicht auf 25 eV erreicht. Diese Ergebnisse deuten darauf hin, dass die Existenz der Plasmazuflüsse dazu beiträgt, höhere Ni- und Te-Werte in der Zentralregion aufrechtzuerhalten.

zeitliche Entwicklungen von gemitteltem (a) ni und (b) Te im zentralen Bereich der drei Plasmen.

Um die gesamte EUV-Emission zu erhöhen, ist es notwendig, eine größere Anzahl von Sn-Ionen zu erzeugen, deren Ladungszustandszustand optimal ist (dh im Bereich von 8–12)32. Um die Anzahl der Ionen im optimalen Ladungszustand abzuschätzen, zählen wir die Anzahl der Ionen, deren gemittelter Ladungszustand (\(\overline{Z}\)) im Bereich von 8 < \(\overline{Z} \) < 12 in der Zentralregion, da N8≤Z≤12. Die Schätzung basierte auf den 2D-Profilen von ni und \(\overline{Z}\), die bei t = 5, 10 und 15 ns gemessen wurden, unter der Annahme, dass die Plasmen axialsymmetrisch sind [2D-Profile von ni und \(\overline{Z }\) sind teilweise in der ergänzenden Abbildung 3j – o dargestellt. Wie in Abb. 7 gezeigt, ist N8≤Z≤12 im 2,0 µs-Plasma größer als das im 1,3 µs-Plasma, obwohl der gemittelte ni des 1,3 µs-Plasmas viel größer ist als der von 2,0 µs-Plasmen [ siehe Abb. 6a]. Diese Ergebnisse deuten darauf hin, dass die Sn-Ionen mit dem angemessenen Z effektiv im 2,0-µs-Plasma für die Existenz des Plasmazuflusses erzeugt wurden.

zeitliche Entwicklungen von N8≤Z≤12 im zentralen Bereich der drei Plasmen.

Die zeitaufgelösten 2D-Profile von N8≤Z≤12 und ni, die beide zum ersten Mal enthüllt wurden, deuten darauf hin, dass ein erhebliches Potenzial für eine zukünftige Steigerung der EUV-Produktion besteht. Abbildung 8 zeigt die Gesamtzahl der Zinnionen und N8≤Z≤12 in einer Kugel mit einem Durchmesser von 700 µm mit dem Plasmazentrum [(x, y, z) = (0, 0, 0)] als Ursprung. Der Wert von N8 ≤ Z ≤ 12 in der Kugel mit 700 µm Durchmesser wurde unter Verwendung der in der ergänzenden Abbildung 3 gezeigten 2D-Profile von ni und Z analysiert, wobei die axiale Symmetrie des Plasmas entlang der x-Achse angenommen wurde. Beachten Sie, dass die Kugel mit 700 µm Durchmesser innerhalb der zulässigen Etendue in EUV-Lithographiesystemen liegt1. Abbildung 8 zeigt, dass die Gesamtzahl N8≤Z≤12 (1,9 × 1013) weniger als 20 % der gesamten Zinnionenzahl in der Kugel mit 700 µm Durchmesser (1,1 × 1014) beträgt. Es sollte erwähnt werden, dass mehr als 90 % von N8≤Z≤12 innerhalb der Kugel mit einem Durchmesser von 300 µm lokalisiert sind, deren Ursprung das Plasmazentrum ist. Daher tragen fast alle Sn-Ionen, die bei 300 µm < φ < 700 µm erzeugt werden, nur wenig zur EUV-Ausgabe bei und es besteht immer noch Potenzial für eine Steigerung der EUV-Ausgabeleistung.

Vergleich der gesamten Sn-Ionenzahl und der gesamten N8≤Z≤12 in der Kugel mit 700 µm Durchmesser für den Fall des 2,0 µs-Plasmas bei t = 10 ns.

Abschließend haben wir zunächst das zeitaufgelöste zweidimensionale (2D) Strömungsgeschwindigkeitsfeld (vflow), die Elektronentemperatur (Te), die Elektronendichte (ne) und den gemittelten Ladungszustand (\(\overline{Z}\)) geklärt. und Ionendichte (ni). Diese Ergebnisse ermöglichten es, die zeitliche Variation der Anzahl der aus der Zentralregion ausströmenden Ionen und den inneren Energiezerfall aufgrund der Plasmabewegung in der Zentralregion zu bewerten (Es sollte erwähnt werden, dass Strahlungsverluste die Hauptursache für den inneren Energiezerfall sind . Hier haben wir nur den internen Energieabfall aufgrund der Plasmabewegung ausgewertet.

Als Ergebnis wurden folgende neue Erkenntnisse gewonnen.

Innerhalb der EUV-Lichtquellenplasmen, die mit der „Doppelpulsmethode“ erzeugt wurden, kam es zu Plasmazuflüssen in Richtung der Plasmamittelachse (der Laserausbreitungsachse, x-Achse). Darüber hinaus wurden die Plasmazuflüsse durch die Bestrahlungsintervallzeit zwischen den beiden Lasern (dem Vorpuls- und dem Haupt-CO2-Laser) gesteuert.

Die Plasmazuflüsse halten die EUV-Quelle über einen relativ langen Zeitraum (> 10 ns) auf einer für die EUV-Lichtemission geeigneten Temperatur (25 eV < Te < 40 eV) und bei einer hohen Ionendichte, d. h. Die Plasmazuflüsse spielen eine wichtige Rolle bei der Verbesserung der gesamten EUV-Lichtemission.

Die Anzahl der Ionen im optimalen Z (8 < \(\overline{Z}\) < 12) für EUV-Strahlung (N8≤Z≤12) änderte sich deutlich durch die Steuerung des Abstands zwischen den beiden Laserstrahlen. Da N8≤Z≤12 direkt zur gesamten EUV-Ausgangsleistung beiträgt, ist die Zählung von N8≤Z≤12 entscheidend für die Verbesserung der EUV-Lichtquellen.

Darüber hinaus deuten die CTS-Ergebnisse auf eine vielversprechende Zukunft für die Verbesserung der EUV-Ausgangsleistung hin, dh es besteht noch Potenzial für eine Steigerung der EUV-Ausgangsleistung.

Hier wird das Prinzip des CTS kurz beschrieben33,34. Die vorhergesagten Thomson-Streuungsspektren der EUV-Lichtquellenplasmen liegen im kollektiven Bereich, wenn ein sichtbarer Sondenlaser verwendet wird, d. h. der Streuparameter α ist größer als 1 [α = (kλD)−1], wobei λD die Debye-Länge ist , und k ist der Absolutwert des differentiellen Streuvektors, definiert als k = ks − ki; ki und ks sind die Wellenvektoren des einfallenden Sondenlasers bzw. des Streulichts [siehe Diagramm in Abb. 9b]. Das Thomson-Streuspektrum in diesem Bereich umfasst sowohl eine Elektronen- als auch eine Ionenkomponente35,36. Angesichts der starken Hintergrundstrahlung des Plasmas konzentrierten wir uns nur auf die Ionenkomponente, für die wir selbst bei einer kleinen Sondenlaserenergie große Signal-Rausch-Verhältnisse gegenüber der Hintergrundstrahlung erwarteten, um eine Plasmaerwärmung zu vermeiden37,38. Das Spektrum der Ionenkomponenten spiegelt die Frequenz der akustischen Ionenwelle ωac = k [α2 / (1 + α) (ZκTe + 3κTi) / mi)]1/2 wider. Das Spektrum weist zwei Peaks auf (dh Ionenmerkmale mit einem dazwischen liegenden Einbruch). Der Wellenlängenabstand 2Δλpeak der beiden Peaks hängt mit der Sondenlaserwellenlänge λ0 und ωac über Δλpeak = λ02ωac/(2πc) zusammen, wobei c die Lichtgeschwindigkeit ist. \(\overline{Z}\) Te und Ti werden aus der Breite Δλpeak und der Spektralform erhalten, die durch die Dämpfung akustischer Ionenwellen gekennzeichnet ist33,34. Darüber hinaus wird ne durch eine absolute Kalibrierung des CTS-Systems bestimmt, da die Streulichtintensität proportional zur Elektronendichte ist. Alle Plasmaparameter (d. h. Te, ne und \(\overline{Z}\)) werden dann unter der Annahme Te = Ti bestimmt. Darüber hinaus liefert uns die Doppler-Verschiebung der CTS-Spektren Informationen über das Plasmaströmungsgeschwindigkeitsfeld (vflow).

(a) Erläuterung der Negativ-Y- und Positiv-Y-Bereiche anhand der Draufsicht von Abb. 1a. (b), (c) Vektordiagramm in Positiv-Y- bzw. Negativ-Y-Bereichen. (d) Bild der spektralen Verschiebung aufgrund der Doppler-Verschiebung in Positiv-Y- und Negativ-Y-Regionen.

Das CTS wurde auf verschiedene lasererzeugte Plasmen (LPPs)39,40,41,42,43 angewendet. Eine besondere Herausforderung für die EUV-Lichtquellenplasmen ist jedoch der sehr geringe Wellenlängenabstand der Ionenmerkmale von ~ 100 pm bei λ0 = 532 nm, was auch bedeutet, dass die Ionenkomponente sehr nahe an der Sondenlaserwellenlänge λ0 liegt (d. h. 17 Uhr) [siehe ergänzende Abb. 1b und c]. Daher sind eine sehr hohe spektrale Auflösung und Streulichtreduzierung unerlässlich. Dreifachgitterspektrometer werden häufig für die kollektive und nichtkollektive Thomson-Streuung38,44,45 verwendet. Sie blockieren jedoch einen Wellenlängenbereich von etwa 1 nm bei λ0, um Streulicht zu reduzieren (dh die Ionenkomponente in unserer Anwendung wird ebenfalls blockiert). Deshalb haben wir ein maßgeschneidertes Spektrometer gebaut20. Dieses Spektrometer besteht aus sechs Gittern. Vier Gitter dienen der Streulichtreduzierung, während die anderen beiden Gitter der Wellenlängendispersion dienen. Dadurch wurde eine spektrale Auflösung von 12 pm und eine ausreichende Streulichtunterdrückung mit einem sehr engen Wellenlängenblockbereich [innerhalb von ± 14 pm von λ0 (= 532 nm)] erreicht und die Ionenkomponenten aus den Sn-Plasmen für die LPP- EUV-Lichtquellen wurden deutlich beobachtet19.

Hier erklären wir im Detail, wie wir in unserem Experiment zweidimensionale Plasmaströmungsgeschwindigkeitsfeldprofile (\({\varvec{v}}_{{{\text{Flow}}}}\)) bestimmen können (Beachten Sie, dass es solche gibt). andere Möglichkeit, \({\varvec{v}}_{{{\text{flow}}}}\) mithilfe von TS-Spektren46) zu erhalten. Zunächst gehen wir von einer axialen Symmetrie von \({\varvec{v}}_{{{\text{Flow}}}}\) entlang der x-Achse aus, die mit dem Weg des Laserstrahls übereinstimmt. Diese Annahme kann sinnvoll sein, da die gesamte experimentelle Konfiguration und die Messergebnisse, einschließlich der erweiterten Sn-Schattendiagrammprofile und Inband-EUV-Energieprofile, axialsymmetrisch sind19. Um \({\varvec{v}}_{{{\text{Flow}}}}\ zu bestimmen, sollten die CTS-Spektren sowohl im positiven y-Bereich als auch im negativen y-Bereich gemessen werden [siehe Abb. 9a] . Darüber hinaus sollten die Messungen an der symmetrischen Position entlang der x-Achse durchgeführt werden (z. B. y = ± 100 µm). Wir haben die Doppler-Verschiebung der CTS-Spektren verwendet, die sowohl im positiven y-Bereich als auch im negativen y-Bereich gemessen wurden. Weil die Verschiebung \({\varvec{v}}_{{{\text{Flow}}}}\) in Richtung k widerspiegelt, wenn eine Richtung von \({\varvec{v}}_{{{\text{ flow}}}}\) ist das gleiche wie das von k, den Beziehungen zwischen ki, \({\varvec{v}}_{{{\text{Flow}}}}\) und ΔλD_k, das eine Wellenlänge ist Verschiebung des CTS-Spektrums aufgrund der Doppler-Verschiebung sind wie folgt:

Dabei ist θ der Winkel zwischen der Sondenlaser- und der Streurichtung, der im Experiment auf 120 Grad festgelegt wurde, wie in den Abbildungen dargestellt. 2a und 9b und c. In vielen Fällen würden sich die Richtungen von \({\varvec{v}}_{{{\text{Flow}}}}\) von denen von k unterscheiden, dann wäre die erwartete spektrale Verschiebungsbreite kleiner als ΔλD_k und wird als \(\Delta \lambda_{D - }\) im negativen y-Bereich und als \(\Delta \lambda_{D + }\) im positiven y-Bereich wie folgt geschrieben:

wobei \(\xi_{ - }\) und \(\xi_{ + }\) als Winkel von k zu \({\varvec{v}}_{{{\text{flow}}}}\) definiert sind. im negativen bzw. positiven y-Bereich, wie in Abb. 9b und c dargestellt. Auf die gleiche Weise geben sowohl \(\phi_{ - }\) als auch \(\phi_{ + }\) Winkel von \(- {\varvec{k}}_{i}\) bis \({\varvec {v}}_{{{\text{flow}}}}\) [Siehe Abb. 9b und c]. Da \({\varvec{v}}_{{{\text{flow}}}}\) als axiale Symmetrie angenommen wird, sind die Werte von \(\phi_{ - }\) und \(\phi_{ + } \) sind für die axialsymmetrische Position entlang der x-Achse gleich. Da sich andererseits die Richtung von k um 30 Grad von der von \(- {\varvec{k}}_{i}\) unterscheidet, sind die Werte von \(\xi_{ - }\) und \(\ xi_{ + }\) sind an den axialsymmetrischen Positionen unterschiedlich, außer für den Fall, dass die Richtung von \({\varvec{v}}_{{{\text{Flow}}}}\) parallel zu \ ist ({\varvec{k}}_{i}\). Folglich unterscheiden sich die Doppler-Verschiebungsbreiten der Ionenkomponentenspektren, die im negativen y-Bereich und im positiven y-Bereich erhalten werden, wie in Abb. 9d dargestellt. In Abb. 10 sind \({\text{cos}}\xi_{ - }\) und \({\text{cos}}\xi_{ + }\) als Funktionen von \(\phi \left ( { = \phi_{ - } = \phi_{ + } } \right)\). Wie in den Gleichungen gezeigt. (5) und (6), \({\text{cos}}\xi_{ - }\) und \({\text{cos}}\xi_{ + }\) sind auf − 30 Grad phasenverschoben und + 30 Grad vom cos \(\phi\).

Beziehungen zwischen \({\text{cos}}\xi_{ + }\), \({\text{cos}}\xi_{ - }\) und \(\phi { }\)(= \(\ phi\)+ = \(\phi -\)).

Aus den experimentellen Ergebnissen werden Plus-/Minus-Vorzeichen von \(\Delta \lambda_{D - }\) und \(\Delta \lambda_{D + } \) bestimmt. Unter Verwendung von Kombinationen der Vorzeichen von \(\Delta \lambda_{D - }\) und \(\Delta \lambda_{D + }\) können vier Regionen (R1-R4) klassifiziert werden, wie in Abb. 10 und Tabelle gezeigt 1 (R1–R4 werden in Tabelle 1 erläutert). Nach der Bestimmung der Region erhält man \(\phi \left( { = \phi_{ - } = \phi_{ + } } \right)\) durch Division von (5) durch (6) oder Division von (6) durch ( 5):

Sobald \( \phi \left( { = \phi_{ - } = \phi_{ + } } \right)\) erhalten ist, ist \(\left| {{\varvec{v}}_{{{\text{ flow}}}} } \right|\) wird mit (4) festgelegt. Folglich wird \({\varvec{v}}_{{{\text{flow}}}}\) bestimmt.

Abbildung 11a und b sind eindimensionale \(\Delta \lambda_{D + } \)- und \(\Delta \lambda_{D - }\)-Profile, gemessen bei (a) y = ± 50 μm (das 2,0 µs-Plasma). , t = 10 ns) und (b) y = ± 300 μm (das 1,3 µs-Plasma, t = 10 ns). Wie in diesen Abbildungen gezeigt, unterscheiden sich die Profile deutlich, wenn die Messbedingungen geändert wurden. Die Fehlerbalken zeigen Standardabweichungen der Messungen. Die Klassifikation nach Tabelle 1 und die Berechnung nach (7) ergeben \(\phi_{ - } \left( { = \phi_{ + } } \right)\). Dann wird \(\left| {{\varvec{v}}_{{{\text{flow}}}} } \right|\) unter Verwendung von (5) oder (6) und (4) bestimmt. Schließlich werden die 1D-Profile von \({\varvec{v}}_{{{\text{flow}}}}\) erhalten, wie in Abb. 11c und d dargestellt. Wir haben geschätzt, dass die Messunsicherheiten des Geschwindigkeitswinkels und der Geschwindigkeitsgröße typischerweise ± 15° bzw. ± 15 % betragen. Der Fehlerbereich des Geschwindigkeitswinkels wird hauptsächlich durch die Werte von \(\Delta \lambda_{D + } /\Delta \lambda_{D - }\) oder \(\Delta \lambda_{D - } /\Delta \ lambda_{D + }\), die mit Werten von \(\phi { }\)(= \(\phi\)+ = \(\phi -\)) in Zusammenhang stehen, wie in Abb. 10 und Tabelle 1 gezeigt. Beispielsweise beträgt bei x = 0 in Abb. 11a der Wert von \(\Delta \lambda_{D - } /\Delta \lambda_{D + }\) 0,48 ± 0,18. Dieser Wert entspricht \(\phi\) = 329° ± 11°. Die Unsicherheit der Größe von vflow wird hauptsächlich durch die Standardabweichungen von \(\Delta \lambda_{D + } \) oder \(\Delta \lambda_{D - }\) bestimmt. Wenn beide Absolutwerte von \(\Delta \lambda_{D - }\) und \(\Delta \lambda_{D + }\) kleiner als 10 pm sind, ist es aufgrund von Messunsicherheiten schwierig, vflow zu bestimmen.

Eindimensionale \(\Delta \lambda_{D + } \)- und \(\Delta \lambda_{D - }\)-Profile, gemessen bei (a) y = ± 50 μm (das 2,0 µs-Plasma, t = 10 ns). ) und (b) y = ± 300 μm (das 1,3 μs-Plasma, t = 10 ns). (c), (d): eindimensionale Strömungsprofile, berechnet aus den Profilen \(\Delta \lambda_{D + } \) und \(\Delta \lambda_{D - }\) in (a) und (b), jeweils.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Kouichiro Kouge

Aktuelle Adresse: , 24-8-406 Tatsuno-Cho, Hiratsuka, Kanagawa, 254-0046, Japan

Abteilung für Quantenwissenschaft und -technik, Graduate School of Engineering, Universität Hokkaido, Kita 13, Nishi 8, Kita-Ku, Sapporo, Hokkaido, 060-8628, Japan

Kentaro Tomita

Interdisziplinäre Graduiertenschule für Ingenieurwissenschaften, Kyushu-Universität, Kasuga, Fukuoka, 816-8580, Japan

Yiming Pan

Center for Materials Under eXtreme Environment (CMUXE), School of Nuclear Engineering, Purdue University, 500 Central Drive, West Lafayette, IN, 47907, USA

Atsushi Sunahara

Institut für Lasertechnik, Universität Osaka, 2-6 Yamadaoka, Suita, Osaka, 565-0871, Japan

Atsushi Sunahara und Katsunobu Nishihara

Gigaphoton Inc., 400 Yokokurashinden, Oyama-Shi, Tochigi, 323-8558, Japan

Kouichiro Kouge & Hakaru Mizoguchi

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KT hat das Laserdiagnosesystem entwickelt. KT und KK führten die laserdiagnostischen Experimente durch. KK führte den Betrieb von EUV-Lichtquellen durch. KT, YP, AS, HM und KN diskutierten die Ergebnisse. KT und YP erstellten Zahlen. KT und KN haben den Haupttext des Manuskripts geschrieben. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Kentaro Tomita.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Tomita, K., Pan, Y., Sunahara, A. et al. Beobachtung von Plasmaeinflüssen in lasererzeugtes Sn-Plasma und ihr Beitrag zur Steigerung der Lichtleistung im extremen Ultraviolett. Sci Rep 13, 1825 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-28500-8

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Eingegangen: 18. Oktober 2022

Angenommen: 19. Januar 2023

Veröffentlicht: 01. Februar 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-28500-8

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