激光等离子体极紫外(laser-produced plasma extreme ultraviolet, LPP-EUV)光源由于具有发光体积小、 能量转换效率高、 稳定性高和非相干等特点, 在先进半导体制造与量测、 材料表面分析和EUV计量学等领域发挥着重要作用^{[1, 2, 3, 4, 5]}。 其中, 最有代表性的应用案例是荷兰ASML公司生产的EUV光刻机^[6], 其搭载了激光锡(Sn)等离子体EUV光源, 可实现5 nm甚至更小技术节点的芯片制造, 已成为高端芯片大规模量产的必要设备。 商业化的LPP-EUV光刻光源采用CO₂脉冲激光轰击高重频Sn液滴, 诱导产生等离子体, 收集镜将等离子体发射的中心波长为13.5 nm、 带宽为2%的EUV光收集并穿过中间焦点, 然后传输到光刻机的曝光系统中用于曝光硅晶圆。

驱动激光到13.5 nm(带宽2%)EUV辐射的能量转换效率(conversion efficiency, CE)是EUV光源工程化的重要指标^[2], 商业化LPP-EUV光刻光源以波长为10 μm、 输出功率达万瓦级、 重复频率为50 kHz的窄脉冲CO₂激光器作为驱动源, CE高达6%, 最终实现了大于250 W的EUV光输出^{[7, 8]}。 相较于CO₂激光, 波长为1 μm的固体脉冲激光器具有更好的光束质量、 更高的光电转换效率、 更优异的稳定性和更小的整机体积, 但其激发的Sn等离子体CE较低, 且还未能实现万瓦级功率高重频窄脉宽输出, 主要被用于驱动LPP-EUV量测光源。 瑞士苏黎世联邦理工学院(ETH Zurich)从2007年开始研发基于液滴Sn靶的LPP-EUV光源系统^[9], 并于2021年成功在Adlyte公司实现量产, 该产品面向EUV掩膜版检测和晶圆量测, 采用输出功率1 300 W、 重频8~20 kHz的Nd:YAG脉冲激光器, CE为1.8%, 源功率达到23 W。 俄罗斯RnD-ISAN/EUV Labs公司研发的1 μm Nd:YAG激光驱动EUV量测光源采用液滴铟锡(Sn-In)合金靶^{[10, 11]}, 连续运行平均CE为2.5%, 最高CE为2.8%。 此外, 荷兰纳米光刻高级研究中心(ARCNL)也开展了基于液滴Sn靶的1 μm固体激光驱动EUV光源研究^[12], 通过优化Sn液滴大小和激光峰值功率密度, 获得了高达3.2%的CE。 该研究还表明, 1 μm激光激发Sn等离子体CE的上限可能接近6%。 更高的CE可进一步提升固体激光驱动EUV光源的输出功率, 满足更高通量的量测需求, 甚至未来有望支持固体激光器成为新一代LPP-EUV光刻光源的驱动源。

激光等离子体的EUV辐射特性与其电子温度和密度密切相关^{[13, 14, 15]}。 由于激光等离子体的临界密度与激光波长的平方呈反比(n_c∝ λL-2)^[16], 1 μm激光与CO₂激光等离子体的温度与电子密度分布存在较大差异^[2], 造成两种等离子体的激光能量沉积区域与EUV辐射区域不同, 且1 μm激光等离子体具有更大的光学厚度^[17], 进而导致1 μm激光激发Sn等离子体的CE远低于CO₂激光。 因此, 1 μm激光激发Sn等离子体电子温度(T_e)与密度(n_e)诊断对于其CE的提升研究至关重要。 日本大阪大学的Tao等^[18]采用532和266 nm激光干涉法测量了1 μm激光激发Sn等离子体的n_e分布, 通过对比等离子体的EUV发光轮廓, 发现EUV辐射主要来自于n_e为1× 10¹⁹~10²⁰ cm^-3的等离子体区域。 该团队进一步采用电荷交换复合光谱法(charge exchange recombination spectroscopy, CXRS)测量了高电荷态Sn离子的EUV波段发射光谱, 结合数值模拟结果分析得出带内EUV发射主要来自于Sn¹⁰⁺~Sn¹⁴⁺, 对应的最佳等离子体T_e为30~70 eV^{[13, 14]}。 然而, 激光干涉法只能测量等离子体n_e, 而数值模拟无法完全复现实验过程。 对于激光等离子体T_e和n_e的同时测量, 最常用的方法为激光汤姆孙散射(laser thomson scattering, LTS)法和发射光谱法^{[19, 20, 21]}。 日本九州大学团队从2013年至今开展了一系列关于LPP-EUV光源等离子体的LTS诊断研究^{[22, 23, 24, 25, 26]}, 成功获得了CO₂激光激发Sn液滴等离子体n_e和T_e的二维分布, 结果表明, 当n_e为1× 10¹⁸~2× 10¹⁹ cm^-3和T_e> 25 eV时, 光源才能达到较高CE(4%)。 但用于激光Sn等离子体诊断的LTS光谱仪存在结构复杂、 设计和装调难度大、 占地面积大和成本高等挑战, 且由于LTS信号极其弱, 对仪器的灵敏度要求也非常高。 此外, 已有研究表明, 具有高密度和强碰撞特性的1 μm激光等离子体可以认为其处于局部热力学平衡(local thermodynamic equilibrium, LTE)状态^{[27, 28]}, 为此, 更多的研究团队选择采用发射光谱法。 2008年, 日本广岛大学的Namba等^[29]采集了Sn等离子体VIS波段的发射光谱, 采用玻尔兹曼图(Boltzmann)和斯塔克展宽(Stark)法计算获得了延时90~180 ns内n_e和T_e的一维空间分布。 2020年, 大连理工大学丁洪斌团队成功在4× 10^-4 Pa的真空中采集到1 μm激光激发Sn等离子体250~430 nm的发射光谱, 并采用萨哈-玻尔兹曼(Saha-Boltzmann)图法和斯塔克展宽法计算并获得了不同激光能量下n_e和T_e随延时的演化规律。 2023年, 中国科学院长春光机所Chen等^[30]在10^-3 Pa真空中采集了1 μm激光激发Sn等离子体400~700 nm的发射光谱, 也采用萨哈-玻尔兹曼图法和斯塔克展宽法计算了n_e和T_e。 同年, 长春理工大学林景全团队测得了1 μm激光激发Sn等离子体300~700 nm的紫外-可见光波段发射光谱, 并基于萨哈-玻尔兹曼图法和斯塔克展宽法计算了n_e和T_e, 诊断结果主要用于分析固体Sn靶和SnO₂靶的可见光(visible light, VIS)波段离带(out of band, OOB)辐射。 上述团队均验证了发射光谱法用于真空中1 μm激光激发Sn等离子体T_e和n_e诊断的可行性, 1 μm激光激发Sn等离子体EUV辐射特性与电子温度密度的相关性研究还有待开展。

基于此, 本文开展了1 μm固体激光Sn等离子体EUV光源发射光谱诊断研究。 首先, 采用不同激光峰值功率密度, 在真空中测量了1 μm激光激发固体Sn靶等离子体的13.5 nm带内辐射能量、 7~24 nm EUV波段和350~750 nm VIS波段的发射光谱。 计算了能量转换效率(CE)和光谱纯度(spectral purity, SP), 分析了激光峰值功率密度对Sn等离子体EUV光谱、 VIS光谱、 CE和SP的影响规律。 其次, 基于VIS波段的时间分辨发射光谱, 采用萨哈-玻尔兹曼图法和斯塔克展宽法计算了T_e和n_e, 研究了真空中Sn等离子体T_e和n_e随时间的演化规律。 最后, 研究分析了Sn等离子体T_e和n_e对EUV波段辐射和13.5 nm带内辐射的影响规律。

LPP光源的EUV波段辐射分布依赖于驱动激光的峰值功率密度。 图2展示了不同激光峰值功率密度下1 μm激光激发Sn等离子体的归一化EUV光谱, 各类高电荷态离子的主要发射波段已在图中标注, 13.5 nm(带宽2%)波段用半透明紫色块标出。 可以看出, Sn等离子体7~24 nm的EUV波段辐射呈现一个以13.5 nm附近为中心、 两边强度逐渐减弱的谱分布, 是Sn⁶⁺~Sn¹⁴⁺的4p⁶4d^N-4p⁵4d^N+1+4p⁶4d^N-14f(1≤ N≤ 6)密集跃迁产生的类连续跃迁阵列, 即不可分辨跃迁阵列(unresolved transition array, UTA)^[34]。 其中, 13.5 nm附近的尖峰主要来自于Sn⁸⁺~Sn¹⁴⁺的发射, 13.5 nm即为EUV光刻机的工作波长。 17.3和19.3 nm处的尖峰分别来自于O⁵⁺和 O4+35, 可能是由于固体Sn靶在存储与制样过程中暴露于空气中, 靶材表面有轻微的氧化。 12.3 nm处的凹陷对应着Si的吸收边。 以上三个光谱特征可用于Sn等离子体EUV光谱的波长标定。 由图2可见, 随着激光峰值功率密度的上升, Sn等离子体的EUV光谱峰值强度增大; 对比归一化光谱可见, 长波波段辐射在整个EUV波段的占比逐渐减小, 同时短波波段辐射占比逐渐增大。 此外, 只有当激光峰值功率密度足够高时, Sn等离子体UTA峰的中心波长才能位于13.5 nm处。

图2

Fig.2

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	图2 平场光谱仪采集的7~24 nm波段的归一化极紫外光谱Fig.2 Normalized EUV spectra of 7~24 nm collected by the flat-field spectrometer

转换效率(CE)和光谱纯度(SP)是LPP-EUV光源研究的两个重要参数^[12]。 CE是驱动激光的输出能量和等离子体13.5 nm带内辐射能量之比, 足够高的CE是LPP-EUV光源工程化的关键。 SP是13.5 nm带内辐射能量与EUV波段的总辐射能量之比, SP数值越高意味着在EUV波段, 更多的辐射能量集中在13.5 nm(带宽2%)带内波段。 在本实验中, 我们定义13.5 nm(± 1%)带内辐射能量与7~20 nm的总辐射能量之比为SP。 在不同激光峰值功率密度下, 1 μm激光激发Sn等离子体的CE和SP如图3所示。 由图可见, 在本实验的参数范围内, CE随着激光峰值功率密度的提升先快速增大, 在激光峰值功率密度为5.2× 10¹¹ W· cm^-2时达到最大值2.47%, 然后缓慢减小; SP随激光峰值功率密度的提升而增大, 在1.5× 10¹² W· cm^-2时达到最大值7.52%。 已有研究表明, CE的上限是SP的二分之一^[12]。 在本实验中, 当CE达到最大值2.47%时, SP为7.0%, 这意味着在理论上CE还有提升的空间。 此外, 当激光峰值功率密度大于5.2× 10¹¹ W· cm^-2时, SP增大同时CE减小意味着激光到EUV波段辐射的能量转换效率下降, 更多的激光能量转化为其他波段的辐射和高能粒子碎屑的动能, 该情况不利于LPP-EUV光源工作^[36]。

图3

Fig.3

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	图3 Sn等离子体的(a)转换效率和(b)光谱纯度随激光峰值功率密度的变化趋势Fig.3 Dependence of (a) CE and (b) SP of Sn plasma on laser peak power density

不同峰值功率密度1 μm激光激发Sn等离子体350~750 nm的时间积分发射光谱如图4所示。 光纤光谱仪设置的开始采集时间早于等离子体起爆时刻, 采集积分时间设置为1 ms, 完全覆盖等离子体的存在时间。 由图可见, Sn等离子体的可见光(VIS)波段发射光谱主要由连续背景和在连续背景之上的线状谱构成, VIS发射光谱的强度随着激光峰值功率密度的上升而增大。 其中, 连续背景主要由韧致辐射和电子-离子复合辐射构成, 线状谱线主要来自于Sn原子和Sn⁺~Sn³⁺的跃迁辐射。 在局部热力学平衡(LTE)假设下, 等离子体中的电子温度、 离子温度和电子激发温度均相等, 所以我们可以基于萨哈-玻尔兹曼图法采用Sn原子和离子的线状谱线强度来计算得到等离子体的电子温度。

图4

Fig.4

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	图4 光纤光谱仪采集的350~750 nm波段时间积分光谱Fig.4 Temporal integral spectra of 350~750 nm collected by the fiber-optic spectrometer

根据光纤光谱仪的时间积分光谱测量结果, 我们进一步使用具有更高光谱分辨率的C-T成像光谱仪采集了Sn等离子体4个VIS波段的时间分辨发射光谱, 4个波段分别为372~415、 451~494、 547~590和642~685 nm, 所设置的光谱仪采集门宽为10 ns, 增益为50%, 光谱采集延迟时间为20、 40、 60、 80、 100、 120、 140和160 ns, 实验结果如图5所示。 可见, 在等离子体演化早期, VIS波段的发射光谱主要为连续谱, 这是由于早期等离子体电子密度非常高, 等离子体在该波段可以近似为黑体。 随着延时逐渐增大, 连续谱的强度逐渐减弱, 在等离子体起爆60 ns以后才出现较为清晰的线状谱线, 并且谱线的展宽逐渐减小, 这意味着电子密度的减小。 我们从这4个波段中可以挑选出2条Sn原子谱线和4条Sn⁺谱线, 用于绘制萨哈-玻尔兹曼图并计算等离子体的T_e, 这6条谱线的具体参数如表1所示。 此外, 采用Sn Ⅱ 645.35 nm这条谱线的斯塔克展宽来计算等离子体的n_e。

图5

Fig.5

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	图5 C-T光谱仪采集的波段时间分辨光谱Fig.5 Temporal resolved spectra collected by the C-T spectrometer

表1

Table 1

表1(Table 1)

表1 用于绘制萨哈-玻尔兹曼图的Sn原子和离子谱线及其参数 Table 1 Atomic and ionic spectral lines of Sn and their parameters for Saha-Boltzmann plot construction 粒子 种类 谱线波长 /nm 跃迁概率 /s-1 上能级能量 /eV 上能级 简并度 Sn Ⅰ 380.10 2.80× 107 4.33 3 452.47 2.60× 107 4.87 3 Sn Ⅱ 556.19 1.13× 108 11.20 6 558.88 7.80× 107 11.07 6 579.89 7.70× 107 11.07 8 645.35 7.00× 107 8.97 4

表1 用于绘制萨哈-玻尔兹曼图的Sn原子和离子谱线及其参数 Table 1 Atomic and ionic spectral lines of Sn and their parameters for Saha-Boltzmann plot construction

图6(a)和(b)分别展示了基于Sn谱线绘制的萨哈-玻尔兹曼图和Sn Ⅱ 645.35 nm谱线的洛伦兹函数拟合结果, 所对应的激光峰值功率密度为1.9× 10¹² W· cm^-2, 光谱采集延时为160 ns。 两者拟合结果的决定系数(R²)分别为0.997 3和0.994 5, 均具有较高的拟合精度。

图6

Fig.6

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	图6 (a)基于Sn等离子体可见光波段发射光谱绘制的萨哈-玻尔兹曼图; (b)Sn Ⅱ 645.35 nm谱线及其洛伦兹函数拟合结果Fig.6 (a) Saha-Boltzmann plot based on VIS emission spectrum of Sn plasma; (b) Spectral line of Sn Ⅱ 645.35 nm and its Lorentz fitting

已有研究表明, Sn等离子体发射EUV光的时间段与激光脉冲的持续时间重合^[11], 本实验采用的激光脉宽为4.8 ns, 所以等离子体EUV辐射的持续时间约为10 ns。 然而VIS波段的发射光谱在40 ns延时内呈连续谱, 导致无法采用萨哈-玻尔兹曼图法和斯塔克展宽法计算Sn等离子体起爆到40 ns内的T_e和n_e。 T_e和n_e在等离子体起爆后60~160 ns内的变化趋势如图7(a)所示, 等离子体的T_e和n_e呈现减小趋势。 由于激光等离子体的演化具有连续性^{[21, 37, 38]}, 因此等离子体演化后期的T_e和n_e可在一定程度上反映等离子体演化早期的T_e和n_e。

图7

Fig.7

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	图7 Sn等离子体电子温度与密度随(a)光谱采集延时与(b)激光峰值功率密度的变化趋势Fig.7 Dependence of electron temperature and density of Sn plasma on (a) spectral acquisition delay and (b) laser peak power density

为进一步研究T_e和n_e对Sn等离子体EUV辐射特性的影响规律, 采用VIS波段发射光谱计算了不同激光峰值功率密度下Sn等离子体的T_e和n_e。 T_e和n_e随激光峰值功率密度的变化趋势如图7(b)所示, 可见, 作用于Sn靶的激光峰值功率密度的上升会导致等离子体T_e和n_e的上升。 T_e和n_e的上升意味着等离子体平均电荷态的增大, 导致更高电荷态离子密度的上升, 且较低电荷态离子密度的下降。 图2所展示的归一化EUV光谱的变化趋势进一步说明, 当T_e逐渐增大时, Sn⁸⁺~Sn¹⁴⁺密度逐渐上升, 同时Sn⁵⁺~Sn⁷⁺密度逐渐下降。 在本实验的参数范围内, 随着T_e和n_e增大, CE先增大后减小, 而SP一直增大。 对于EUV光刻或基于13.5 nm EUV光的EUV掩模检测, 需要LPP光源13.5 nm带内辐射的CE尽可能高, 过低的T_e会导致Sn等离子体UTA峰位未达到13.5 nm, 过高的T_e会导致更多的驱动激光能量转化为13.5 nm以下的EUV辐射, 造成CE未达到最优。 基于宽带EUV光的半导体量测希望LPP的EUV辐射分布更为平坦, 过高的T_e会导致SP过大, 光谱平坦度下降。 此外, Sn等离子体UTA的峰值强度和等离子体n_e均随激光峰值功率密度上升, 说明提高激光峰值功率密度会增加靶材烧蚀量和电离程度, 进而使高电荷态Sn离子数量增加, 最终导致更多的高电荷态Sn离子辐射EUV光^[39]。

本文开展了1 μm固体激光Sn等离子体EUV光源发射光谱诊断研究。 首先, 探究了激光峰值功率密度对1 μm激光激发Sn等离子体EUV波段和VIS波段发射光谱的影响规律。 随着激光峰值功率密度的上升, Sn等离子体的EUV光谱峰值强度增大, 长波波段辐射在整个EUV波段的占比逐渐减小, 同时短波波段辐射占比逐渐增大。 且只有当激光峰值功率密度足够高时, Sn等离子体UTA峰的中心波长才能位于13.5 nm处。 计算了转换效率(CE)和光谱纯度(SP), 在本实验的参数范围内, CE随着激光峰值功率密度的提升先快速增大, 在激光峰值功率密度为5.2× 10¹¹ W· cm^-2时达到最大值2.47%, 然后缓慢减小; SP随激光峰值功率密度的提升而增大, 在1.5× 10¹² W· cm^-2时达到最大值7.52%。 基于Sn等离子体VIS波段时间分辨发射光谱, 采用萨哈-玻尔兹曼图法和斯塔克展宽法计算了Sn等离子体起爆后60~160 ns的电子温度(T_e)和电子密度(n_e)。 进一步研究表明, 激光峰值功率密度的上升会导致等离子体T_e和n_e的上升, T_e和n_e的变化影响着不同电荷态离子的分布, 进而导致EUV辐射谱分布的变化。 以上研究结果为固体激光驱动LPP-EUV光刻光源和量测光源的工程化研发提供了研究基础, 对我国自主开展EUV光刻、 EUV计量与检测具有重要意义。