激光等离子体极紫外光刻光源

窦银萍，孙长凯，林景全

(长春理工大学理学院，吉林长春130022)

1 引言

随着新世纪电子产业的迅猛发展，人们的生活正式地步入到电子化、智能化时代。各种电子产品对半导体芯片集成度的要求越来越高，而服务于现阶段芯片生产的紫外光刻技术已经无法满足集成度大幅提高的要求，人们不得不把目光投向下一代具有巨大潜力的极紫外光刻(Extreme Ultraviolet Lithography，EUVL)技术。

EUVL技术是深紫外光刻(Deep Ultraviolet lithography，DUVL)向更短波长的延伸，本质上与现有的光学光刻十分相似。芯片光刻技术经历了从最早由汞弧光灯发出的可见光波段(436 nm)和紫外光波段(365 nm)，到准分子激光发出的深紫外光波段(248 nm)和(193 nm)的发展过程。随着生产技术的提高和实际市场的需求，要求半导体芯片在更小的尺寸上集成越来越多的功能，人们通过各种手段来扩展和改进现有的EUVL技术。目前，Intel公司采用液体浸润式技术已经成功地把193 nm光刻技术应用于特征尺寸为22 nm的晶圆生产。但是，深紫外波段的光刻技术在物理层面上已经发展到了极限，所以，研究能够制造出更小工艺线宽的光刻技术迫在眉睫。

光刻技术在半导体晶圆中可刻划出的最小线宽d可表示为d=kλ/NA，其中λ为曝光波长，NA为光学系统的数值孔径，k是与生产工艺相关的技术常数，可以看出最直接有效缩短线宽工艺的手段就是减小光刻中的曝光波长。目前，下一代光刻(Next-generation Lithography，NGL)技术方案有以下几种:(1)使用更短深紫外波长157 nm光刻;(2)使用极紫外波段13.5 nm光刻;(3)使用X射线波段0.4 nm，甚至使用更短波长的电子或离子束激光光刻。157 nm深紫外光刻技术可以无缝衔接现有的193 nm光刻技术，但从它的波段位置看，若继续引入，则将面临再次升级的要求，因而，发展前景不容乐观;而更短波段的X射线和原子、离子束激光技术有很多要解决的理论和技术难题，发展还不成熟;所以，从现阶段的技术成熟度来看，极紫外13.5 nm光刻技术最有潜力接替现有的193 nm光刻技术，它可大幅度提高芯片的生产工艺，推进特征尺寸进入10 nm甚至更短［1］。

EUVL概念的形成始于1988年。其后，美国、欧洲和日本等国家对其在基本理论、技术难点和投入工业生产等方面进行了大量的研究工作。国际著名公司(Intel，Cannon，Nikon，Hitachi，Samsung，Philip，ASML 和 Cymer等)，国立研究机构(美国 Lawrence Livermore，Lawrence Berkeley，Sandia;日本产业技术综合研究所;法国CEA等)以及许多知名的大学都投入了相当多的技术力量进行了EUVL技术的研究。美国EUVL技术起步阶段的研究是在能源部的3个实验室(Sandia国家实验室(SNL)、Livermore国家实验室(LLNL)、Berkley国家实验室(LBNL))、AT＆T公司和部分大学主导下进行的。到1997年，Intel公司成立了AMD，Motorola，Micron，Infineon 和 IBM 的 EUV LLC公司，并与由LBNL，LLNL和SNL组成的国家技术实验室(VNL)签订了EUVL联合研发协议(CRADA)。目前，美国共有包括国立实验室、大学、公司、集成电路公司和协调机构等超过50个单位参与了EUVL的研发工作。在欧洲，与EUVL相关的研究工作起步于1996年，主要项目有4个，约110个研究单位参与，其中比较重要的项目为MEDEA和MORE MOORE。日本的EUVL研究工作开始于1998年，并于2002年6月成立了EUVL系统研究协会(EUVA)，目的是加速日本公司的EUVL研发工作和有效地管理EUVL研发项目［2］。

典型的EUVL系统主要由极紫外(EUV)光源、光辐射收集系统和投射曝光系统等部分组成。由于EUV光在介质中存在强烈吸收，使得原有的常规折射光学系统很难再应用于这个波段的光刻技术中，EUVL的光学系统必须采用反射式设计，且需安置到真空腔室里。光辐射收集系统主要由两种不同元素原子间隔叠放组成的多层膜反射镜构成。投射曝光系统将收集到的极紫外光通过反射式的掩模携带要蚀刻的电路信息后，经过一系列缩放处理，最终投射到晶圆上进行曝光生产。

世界各国经过了大量的研发工作后，在紫外光刻方面已经取得了重要的工作进展。目前，Intel、ASML及Nikon公司都已分别研制出低产量的EUVL演示样机。

EUV光源作为极紫外光刻机的重要组成部分，已经被国内外众多研究机构进行了广泛的研究。

2 光刻用激光等离子体极紫外光源

为了满足大规模工业生产的需要，EUVL中光源部分的基本要求是:提供足够高的带内极紫外辐射功率;收集系统污染少，以保证整个系统的长时间稳定输出［3］。

目前，获得EUV光源主要有3种途径:同步辐射源、放电等离子体(Discharged Produced Plasma，DPP)和激光等离子体(Laser Produced Plasma，LPP)。同步辐射源可将产生的高强度极紫外带内辐射用于光刻技术，相比于DPP和LPP，同步辐射不需要周期性地替换关键部件或燃料靶材，对光学元件无碎屑(debris)污染问题，是一种优良的极紫外光源。但是，由于其体积庞大、装置复杂、造价成本昂贵、灵活性差等，限制了其应用到商业光刻生产上。

DPP和LPP共同的特点是形成极高的温度环境，产生高温等离子体发射，从而辐射出高强度的极紫外光。因此，两者可以使用相同的燃料靶材，只是在形成的手段上有所区别。DPP通过两个电极在高压下产生强烈的放电来产生高温高热的等离子体环境，而LPP则通过高功率的激光脉冲直接作用到靶材来产生高温等离子体环境，并向外发射极紫外辐射。其中，DPP方法可以获得相当高强度的EUV辐射，增大放电电流的输入功率，提高EUV的辐射输出，但等离子体在产生过程中会自然地对电极产生热负荷和腐蚀，造成关键元件部分的损坏，并伴随产生大量的碎屑，污染光学系统，很难维持长时间的稳定工作，到目前为止也没有找到很好的解决方案，因此，阻碍了DPP在EUVL中的应用。LPP方法使用脉冲激光照射靶材，使其吸收高能量产生等离子体，相比DPP方式，光源具有更好的可控性和稳定性，不仅能够有效减少设备热负荷，提高光源工作频率，而且能直接控制等离子体产生区域的尺寸和空间稳定性。虽然LPP也存在碎屑的污染问题，但较DPP光源要清洁很多。LPP体积小、亮度高、可以通过选择适当的燃料靶材及控制等离子体参数来实现极紫外等离子体光源输出波长的调谐。由于其产生方式的灵活性，可在更大的立体角范围内收集EUV光(如图1所示)，从而能更有效地利用产生的辐射提高输出功率。从多年来的发展来看，LPP光源的巨大潜力不断被挖掘，最有希望能满足EUVL未来高量产的需求。

图1 收集LPP EUV辐射示意图Fig.1 Framework of LPP EUV radiation collected

图2 CYMER公司生产的LPP源［4］Fig.2 LPP source produced by CYMER company［4］

图2是CYMER公司生产的以LPP为基础的极紫外光源工业样机［4］。整个系统包括:激光器、光束传播系统(Beam Transport System，BTS)和光源放置器。驱动光源的激光器采用可以多级放大的CO2激光器，可提供高至40 kW的输入功率。激光和BTS完全封闭到真空环境中。BTS使激光光束聚焦到靶材上，产生稳定的高温、高密度的等离子体，其发出的EUV辐射经过多层膜反射镜组成的收集系统收集并送给下一级光刻系统。

为了保证光源产生的EUV光能被有效地收集，减小在成像系统中的损耗，使光源产生的EUV辐射最终被充分地用于光刻，整个系统的反射元件必须具有非常高的发射率。目前，在中心波长13.5 nm处，光谱带宽(Bandwidth，BW)2%以内，可制作出反射率接近70%的Mo/Si多层膜反射镜［5］。如图3所示，Mo和 Si原子按6.7 nm周期厚度交替叠放，使13.5 nm的极紫外光在其中产生相消干涉，从而形成很高的反射效率。这也是研究人员把13.5 nm作为EUVL主要候选工作波长的原因之一，相应的激光等离子体光源研究工作大多都集中在该输出波长附近［6］。

图3 Mo/Si多层膜示意图Fig.3 Framework of Mo/Si multilayer film

目前，研究人员已经可以在EUVL整机系统光源收集的中间聚焦处获得接近100 W的极紫外辐射强度［7-8］。随着EUVL中其它各项关键技术难题的突破，以LPP为工作模式的EUVL有望在几年内投入工业化量产［9］。但是，在EUVL投入工业化生产之前，几个关键技术问题还必须得到进一步解决，这些关键问题主要集中在EUV光源的转化效率和光源碎屑两个方面。

(1)EUV光源转化效率的进一步提高

为了满足基本的商业生产需求，同时有效地控制成本，实际的光刻生产需要保证100片1 h晶圆以上的生产率，这就要求极紫外光源在进入光刻系统的中间聚焦处的输出功率必须在115 W以上。有效提高EUV光源转化效率是实现这一功率要求的直接途径。对13.5 nm光源而言，EUV光源的转化效率(Conversion Efficiency，CE)是指在输出中心波长为13.5 nm，2%的带宽内，EUV输出能量与输入激光能量的比值。可以提供LPP光源产生13.5 nm附近工作波长的燃料靶材有很多种，其中具有代表性的有氙(Xe)、锂(Li)、锡(Sn)等。截止目前的研究显示:Xe的极紫外CE最高为1.4%［10］，Li作为类氢元素，最高CE 为2%［11］，而 Sn 产生的 CE 最高可达3%［12］。因此，Sn是目前获得13.5 nm EUV最理想的光源靶材。Sn在13.5 nm附近的EUV辐射，主要由形成的等离子体中Sn高价离子的4p64dN-4p54dN+1～4p4dN－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)形成，EUV辐射的带内部分主要由Sn8+～Sn13+的离子跃迁形成。

人们发现通过改变靶材形状［13-14］和入射激光的参数以及聚焦条件等方式都可以有效地提高EUV的转化效率。研究结果表明:激光等离子体的EUV光转化效率可通过采用靶的形式进行优化。传统的Sn实验靶材是平面的，这就会造成激光束聚焦中心周围低强度处产生较冷的稠密等离子体，由于其膨胀速度比中心热等离子体慢，会对中心EUV发射主导区域(Emission Dominant Region，EDR)［15］产生的 EUV 辐射产生较强的吸收，影响EUV辐射的转化效率。为了解决这一问题，2003 年，T.Tomie等人［16］使用 Sn 的腔限形靶(如图4所示)结合双脉冲方式在激光束入射的反方向对EUV进行收集，对13.7 nm处的窄带EUV辐射获得了较高的CE，但这种方法又在很大程度上限制了EUV的收集角度，使其很难应用于EUVL工业生产中。

2005 年，Y.Tao 等人［17］采用 200 μm 宽，15 μm厚的Sn条覆盖在厚1 μm的碳氢薄膜上作为靶材(如图5所示)，使激光脉冲聚焦后的中心部分照射Sn条，而强度较低的光斑边缘则照射到碳氢薄膜上，其产生的碳氢等离子体由于其质量小，膨胀速度快，有效地减小了对EDR区域发出EUV辐射的影响，相比于传统平面Sn靶材，EUV辐射的转化效率提高了1.4倍。2005年，Y.Shimada等人［12］将厚度为1 μm的 Sn涂在直径为微米量级的球形塑料靶材上，优化塑料靶材直径后，最终在直径为400 μm靶材上，得到了最大为3%的转化效率。

图4 腔限型等离子体EUVL光源［16］Fig.4 EUVL light source generated by cavity-confined plasma［16］

图5 膨胀示意图［17］Fig.5 Schematic illustration of plasma expansion

同时，除了各种固体形式的靶材外，人们还尝试用液滴状的靶材来获得EUV辐射。2004年，P.A.C.Jansson 等人［18］通过喷射液体状的 Sn 靶材与激光作用产生等离子体，获得了2.5%EUV光转化效率。2008年，Masanori Kaku等人［19］尝试使用喷射液体SnO2靶材，并结合双脉冲入射机制也获得了较高的EUV光转化效率，如图6所示。

图6 典型液滴靶实验装置原理图［19］Fig.6 Schematic diagram of typical experimental setup using droplet target［19］

除了与靶材的形状有关外，EUV光源的转化效率可进一步通过改变激光参数，如激光波长［20］、脉宽［21］、入射光束聚焦情况［14-15］等条件进行优化。2007 年，J.White等人［22］研究了不同激光波长对EUV转化效率的影响，在相同的能量条件下，分别使用CO2激光脉冲(波长为10.6 μm)和Nd∶YAG激光脉冲(波长为1 064和355 nm)在Sn靶中形成 LPP产生EUV，发现使用CO2激光脉冲不仅产生的带内EUV相对强度较大，而且其最大CE是Nd∶YAG激光脉冲LPP CE的2.2倍。2009 年，S.S.Harilal等人［23］研究了入射光束聚焦情况对EUV CE的影响，通过比较靶材上聚焦焦点时与最佳CE聚焦条件时的光斑尺寸，发现由于在焦点时激光脉冲与形成的等离子体之间不能充分的相互作用，导致CE在焦点前后形成双驼峰变化，焦点时比最佳CE聚焦条件时的CE值降低了近25%。同年，Kasperczuk等人解释了EUV转化效率随靶材上入射激光光束聚焦条件变化的原因，发现聚焦条件实质上影响了形成等离子体的状态，后续激光脉冲强度分布与已形成的等离子体的相互作用情况会最终影响实验结果。过高脉冲激光强度使得EDR区域温度过高，使大部分EUV发射来自稠密等离子区域中，而稠密区域中Sn等离子体有较大的不透明效应，导致在稠密等离子体区域中的EUV辐射不能有效地从等离子体中出射，降低了最终的CE。

(2)光源碎屑的进一步有效减缓

LPP光源中，产生高温等离子体的同时会伴有一定数量的碎屑产生，其主要由高能离子、中性碎屑粒子、微粒团簇和熔融液滴组成［16］。高能离子的速度约在106～107cm/s，中性原子碎屑稍慢于离子碎屑，速度最慢的是尺寸在微米量级以上的微粒团簇，速度在103cm/s左右［23］。

一方面，碎屑的产生会对光源的光学收集系统造成严重的损伤和影响，主要表现在:一、高能碎屑离子溅射撞击多层膜反射镜表面，造成其结构的损坏;二、能量低的中性碎屑粒子溅射并附着在多层膜反射镜表面，额外的吸收极紫外辐射并加热多层膜，进一步损坏其结构。这些都会使多层膜反射镜反射率降低，从而影响光源长时间的稳定工作［16］。另一方面，产生的中性粒子碎屑和低电离状态的离子碎屑会强烈地吸收光源产生的EUV辐射，从而限制了EUV光源的转化效率。大规模的工业化生产要求光刻光源在工作30 000 h后，多层膜收集系统效率下降幅度应保持在10%以内，因此，有效减少LPP中碎屑的产生是EUVL技术投入商业化生产前必须解决的关键问题之一。

2005 年，Takeshi Higashiguchi等人［24］研究发现Sn靶光源中高能离子碎屑能量主要分布在3～7 keV，并利用法拉第杯(Faraday Cup，FC)和静电能量分析仪(Electrostatic Energy Analyzer，ESEA)对光源产生离子碎屑的角分布和不同价态离子碎屑的动能分布情况进行了系统的研究。2008 年，D.Nakamura等人［26］使用激光诱导荧光(Laser Induced Fluorescence，LIF)成像方法研究了Sn细丝靶LPP中原子碎屑的空间分布特性以及动力学特性，研究发现Sn中性原子碎屑的飞行速度接近1.5×106cm/s，而且由于靶面的曲率变化使得Sn中性原子碎屑的速度分布在平行和垂直于Sn细丝靶的方向上有很大不同。

除了对碎屑本身的动力学性质进行研究之外，人们尝试使用多种方法来减缓光源的碎屑，并发现填充缓冲气体和加载磁场等方法可以减缓碎屑的传播。2003年，Bollanti等人［26］用 Kr气来控制钽LPP光源中的碎屑，结果显示缓冲气体显著地减少了到达多层膜反射镜表面的碎屑数量。2007 年，S.S.Harilal等人［27］对使用磁场、环境缓冲气体及其联合作用对离子碎屑的影响做了较为系统的研究，发现缓冲气体可用来作为高能离子的缓和剂。相对其他气体对EUV辐射的吸收，氢、氦和氩气在保证对13.5 nm EUV输出影响较小的情况下［28］，可使Sn离子碎屑的飞行距离大大缩短;另外，加载磁场也可适当地减缓离子碎屑动能。人们还发现入射激光脉冲波长也会对EUV光源中的碎屑发射产生影响。2008年，A.Takahashi等人［29］对 CO2(波长为 10.6 μm)和Nd∶YAG的LPP(波长为1 064 nm)光源进行了对比研究，发现在相同激光能量下，CO2形成的LPP比Nd∶YAG LPP产生的碎屑少3/4，但离子碎屑平均能量却高出3.7倍。人们也尝试采用改变靶材形状的方法来实现低碎屑。2006年，S.Namba等人［30］使用在空心塑料球上附着最优厚度Sn层的质量限制靶来降低碎屑的产生，有效减少了Sn材料碎屑的形成。

此外，为了减小光源中碎屑的影响，人们还提出了双脉冲入射方案，通过选择适当强度的预脉冲，先与靶材相互作用产生低不透明度［31］、低初始密度［32］的预等离子体，再通过主激光脉冲注入能量，从而既提高了EUV发射强度，又可以有效地减少碎屑的产生。2006年，Y.Tao和 M.S.Tillack［33］使用双脉冲方案，使离子碎屑的动能减少了30多倍，中性碎屑粒子的能量也显著下降。双脉冲方法实质上是用预脉冲与主脉冲组合产生的低浓度的预等离子体代替高浓度靶材来有效减少过程中高能量碎屑粒子的产生。

国内关于EUVL光源方面的工作相关报道相对较少，据作者所知，中科院长春光机所应用光学国家重点实验室开展了气体靶、液体靶等形式的极紫外光源的研究［34］，中科院上海光机所曾开展过锡固体靶激光等离子体极紫外光源的研究。另外，近期华中科技大学在国家重大科技专项的资助下开展了Sn液滴靶激光等离子体极紫外光源的研究［35］，哈尔滨工业大学在国家自然基金重点项目的支持下开展了放电等离子体极紫外光源的研究工作［36］等。

3 超极紫外光刻—6.x nm极紫外光刻的光源研究

随着13.5 nm EUV光刻光源研究的逐渐成熟，世界上最大的光刻机生产商—荷兰ASML公司为代表的众多公司和研究机构又开始了新一轮更短工作波长、分辨率＞8 nm的超极紫外光刻的研究工作(Beyond EUVL，BEUVL)。在BEUVL的工作波长的选择上，以小于10 nm可获得高反射率的多层膜元件为原则。从2010年开始，国际上开始了输出波长为6.x nm(6.5～6.7 nm)的台式激光等离子体光源研究［37］。目前，在6.7 nm处已制备出反射率为46.2%的La/B4C多层膜［38］，而且，这个波段工作的多层膜的反射率仍存在着较大的提升空间(其反射率的理论值可超过74%)［39］。2010 年，Akira Sasaki等人［40］通过等温膨胀模型理论计算了来自Tb高价离子的4d-4f跃迁产生的6.5 nm EUV发射情况，获得了比13.5 nm处高一个数量级的EUV发射强度，并且与实验测量结果进行了比较，如图7所示。不难发现，使用6.x nm波长会给极紫外光源应用带来更多的潜在优势:6.x nm的EUV光相对于13.5 nm的EUV穿透能力大幅提高［41］，带内EUV强度比13.5 nm的更强，可以通过采用更高气压环境气体阻止碎屑传播，使光源洁净度进一步提高。这些都激起了研究人员对6.x nm光刻光源的极大研究热情。

图7 激光产生Tb等离子体的计算和测量比较(激光强度5～8×1011W/cm2，光斑直径:50μm)［41］Fig.7 Comparison between calculated and measured emission spectra of laserproduced Tb plasma(laser intensity:5～8×1011W/cm2，spot diameter:50μm)［41］

研究发现，稀土元素Gd和Tb可在6.7 nm附近产生强的窄带共振辐射(n=4－n=4密集原子跃迁线阵列)［42］。由于这种跃迁与Sn在13.5 nm处的跃迁类似［14，41-46］，预计 Gd 和 Tb 的光谱行为与Sn的EUV源十分相似。通常使用Nd∶YAG激光器作用于Gd和Tb产生高功率的LPP。实验进一步表明:相同的激光强度下，Tb等离子体的带内EUV发射强度比Gd等离子体少12.5%［47］，国际EUV光源界普遍认为Gd是未来6.x nm光源理想的燃料靶材［37］。因此，从2010年开始，研究人员对Gd在6.x nm处产生的EUV辐射的光谱行为和EUV转化效率的提高等进行了广泛的研究。

首先，研究了优化激光脉冲参数(强度，脉宽，波长等)对EUV辐射的影响。

2010 年，Takamitsu Otsuka等人［47］对 6.7nm的EUV辐射与入射激光波长的关系进行了研究。通过对比相同能量条件下，Nd∶YAG激光器的基频、二次谐波和三次谐波产生的Gd的LPP光源光谱(如图8所示)，发现了在6.5～6.7 nm区域内EUV光谱的CE分别为1.1%，0.7%，0.5%，更长的激光波长更有利于增加EUV带内辐射的转化。

图8 在相同的1.6×1012W/cm2激光强度(激光能量为320 mJ/脉冲，光斑直径为 50 μm)下，激光波长分别为1 064，532和355 nm的EUV光谱［49］Fig.8 EUV spectra at laser wavelengths of 1 064，532，and 355 nm for the same laser intensity of 1.6 × 1012 W/cm2(laser energy:320 mJ/pulse;spot diameter:50 μm)，respectively［49］

2012年，Thomas Cummins和 Takamitsu Otsuka等人［48］研究了入射激光脉冲宽度对6.7 nm LPP光源转化效率的影响。通过对比相同能量下，飞秒、皮秒和纳秒激光脉冲作用Gd靶材产生EUV辐射的转化效率，发现皮秒激光脉冲最有利于6.7 nm EUV源产生。用FC观察到离子碎屑飞行时间谱(Time of Flight，TOF)的变化，发现较短脉冲产生的离子碎屑的动能较低。

2010年，Takamitsu Otsuka等人［48］通过在不同聚焦光斑尺寸和不同激光强度下比较Gd等离子体光谱特征来研究电子温度和等离子体流体动力学膨胀损耗对光源的影响。实验表明:较大的聚焦光斑直径有效地抑制了等离子体动力学膨胀损失，从而可以提高EUV发射强度。

此外，人们也通过改变初始靶材密度方式来减少自吸收的影响，并研究其对提高6.7 nm EUV转化效率的作用。

2010年，Takamitsu Otsuka等人［49］对比了采用纯固体Gd靶和低密度Gd2O3靶中产生6.7 nm EUV辐射的情况，结果显示低密度靶由于减少了自吸收使带内EUV转化效率提高了近0.2%，说明在6.7 nm光源中仍然需要降低等离子体的初始密度以有效减少自吸收的影响。

2011年，该研究组又进一步对不同初始密度的Gd靶产生的6.7 nm EUV转化效率进行了测量［50］(如图9所示)，得到在2%带宽内，初始密度为10%和30%的Gd靶CE接近，比传统纯Gd靶的CE增加了1.4倍。同时，实验还表明:通过双脉冲入射方案可使CE比单脉冲增加1.2倍。到目前为止的研究结果表明:激光强度为1011～1015W/cm2时，可得到 Gd12+～Gd25+在6.7 nm附近的强共振发射［46-50］。而 Gd12+～Gd25+产生的6.7 nm EUV辐射，对入射激光的波长、脉冲宽度，聚焦条件，以及靶材的初始密度都存在依赖关系，这说明6.7 nm的Gd靶等离子体光源中自吸收效应对光源的转化效率有很大影响，光源中形成的等离子体条件对6.7 nm波长是光学厚的，发射光谱的转换效率(CE)同EUV辐射的自吸收是一个竞争的平衡过程。研究还表明:产生有效的6.7nm EUV的Gd12+～Gd25+范围的离子态所对应的等离子体的电子温度在100 eV左右［20］，6.7 nm最佳Gd等离子体的电子温度是在13.5 nm处Sn等离子体最佳电子温度的3倍，基于Gd靶产生的Nd∶YAG LPP EUV光源已经被证实需要在高功率下运行［51］，相比 13.5 nm的EUV，产生的高密度等离子体导致不透明效应增加，从而使共振强度减弱，限制了EUV源的输出。因此，对于6.x nm的EUV光源，如何有效降低自吸收，提高其在带内的转化效率，还是研究中的一个关键问题。同时，Gd等离子体光源产生的碎屑问题同样值得关注。

图9 初始浓度分别为10%，30%和100%的固体Gd靶材在激光强度同为5.6×1012W/cm2(激光能量为400 mJ/脉冲，光斑直径为30 μm)下的激光 EUV 光谱［50］Fig.9 Laser produced EUV spectra from targets with initial densities of 10%，30%，and 100%of solid Gd for the same laser intensity of 5.6 ×1012W/cm2(laser energy:400 mJ/pulse and spot diameter:30 μm)［50］

因此，在未来的研究中，如何优化等离子体参数来平衡Gd离子体光源的自吸收与光发射能力之间的关系，进而获得6.x nm附近极紫外光的高转化效率以及解决光源碎屑对周期性多层膜反射镜的污染，以达到工业量产所需要光源功率和长时间稳定工作的要求仍是这个方向研究的主要焦点问题，更多的研究将在这些方面陆续展开。

4 本课题组在极紫外光源和极紫外光刻掩模缺陷检测方面的研究工作

近年来，本研究组的工作人员在极紫外光刻关键技术方面开展了一些研究工作。在激光等离子体光源研究方面，为了能够尽量满足未来工业化紫外光源的高工作重复频率、高单发EUV转化效率的要求，长春理工大学林景全教授在2009年与日本产业技术综合研究所合作［52］，开展了粒子掺杂的液滴靶极紫外光源的研究。该方案采用以水作为载体，包含氮化硼(BN)悬浮液滴的新型靶形式，克服了低碎屑的液体和气体靶材所存在的EUV转化效率低的缺陷。实验优化了液滴靶的速度、振动频率等主要实验参数，使液滴靶光源EUV发射光强的稳定性从17.3%提高到4.1%(如图10所示)，并产生了稳定的4.86 nm处的EUV光辐射。

图10 液滴靶等离子体的EUV光辐射峰值强度随EUV光脉冲数的变化Fig.10 Measured EUV emission peak values from a water droplet plasma versus the number of laser shots［52］

同时，为了进一步提高EUV光的转化效率，他们采用预激光脉冲汽化并干燥纳米粒子包含的水滴［53］，使纳米粒子能够更有效地吸收主脉冲激光能量，即采用双激光脉冲的方式打靶(如图11所示)。

图11 基于爆炸汽化微粒子包含液滴靶的激光等离子体EUV光源装置示意图［53］Fig.11 Sketch of experimental set-up for laser plasma EUV source based on explosive vaporization of a particle-included droplet［53］

实验结果表明:双脉冲打靶条件下，BN粒子的EUV辐射强度比单脉冲的情况下高出2倍以上，如图12所示。

图12 BN粒子包含的液滴产生EUV峰值信号强度与主、预激光脉冲间延时间的关系。图中每个数据点是10发EUV光的平均值［53］Fig.12 Dependence of EUV peak signal intensity from the BN particle-included droplet on the delay time between pre/main laser pulses.Each data point displayed in this figure is an average value of ten shots of EUV emission［53］

为了能够尽量抑制激光等离子体光源中离子碎屑对极紫外多层膜收集镜的污染，孙英博和林景全等人［54］开展了Sn靶激光等离子体光源的离子碎屑特性及其屏蔽方法的研究。他们用Nd∶YAG激光脉冲聚焦到Sn靶，用飞行时间法测量了所产生的Sn离子碎屑的动能及其空间分布。如图13所示，在接近零点处由于光电效应产生一个快速峰;随后在约1.84 μs处出现了一个Sn离子峰，其对应的动能约为1.8 keV。在此之前约1.33 μs时已开始出现离子信号，该处所对应的离子动能为最大动能(约4.2 keV)。

图13 与靶材法向成18°处由法拉第杯测量的典型Sn离子 TOF 分布［54］Fig.13 A typical TOF profile of tin ions recorded by Faraday cup at an angle of 18°with respect to the target normal［54］

图14 Sn离子能量角分布，0°代表靶材平面的法向［54］Fig.14 Energy angular distribution of tin ions.Here 0°stands for the normal direction of a plane target［54］

同时，对Sn离子动能的角分布情况进行了研究。实验发现，Sn离子动能满足cos0.8(θ)余弦分布规律(如图14所示)。进一步分别用Ar、He作为缓冲气体来减缓离子碎屑的传播，发现压强分别为5.32 Pa的Ar和50.54 Pa的He缓冲气体可使到达多层膜位置的离子碎屑减少90%以上。

近期，该研究组正在国家自然基金的资助下，开展输出波长6.7 nm的稀土元素Gd靶激光等离子体极紫外光源的研究工作。

图15 EUV-PEEM 的示意图［55］Fig.15 Scheme of the EUV-PEEM［55］

图16 40层Mo/Si多层膜覆盖着的位相缺陷EUV图像。检测所用波长为13.5 nm，其中最小的的位相缺陷尺寸为H=4 nm，W=35 nm(图中标示为 1)［55］Fig.16 EUV-PEEM image showing a pattern with varied linewidth defects buried underneath a 40 bilayer Mo/Si multilayer detected at an inspection wavelength of 13.5 nm.The line marked with 1 is the smallest defect with a width of 35 nm and a height of 4 nm［55］

图17 在135 nm处获得的EUVL掩模板缺陷EUVPEEM层析图像。图形右上侧为利用驻波方法测量掩模缺陷高度的示意图。右下方为利用该方法对左侧实验结果的分析，对应的缺陷高度约为 35 nm［56］Fig.17 “Tomographic”EUV-PEEM image obtained from an EUVL mask blank stack at 13.5 nm.The curve is a line-scan profile averaged over five different lines scanned perpendicularly across the fringes.The diagram in the upper right of the figure illustrates the edge variation of a defect using a standing wave field.The diagram in the under right of the figure illustrates the analysis of the left experimental result，and the corresponding height variation of the defect is estimated to be ～35 nm ［56］

除了对极紫外光源研究之外，该组与德国慕尼黑大学合作开展了对极紫外光刻掩模缺陷的相关研究工作。2007年，林景全等人［55］通过使用EUV光电辐射电子显微镜(EUV-PEEM)开展了EUVL掩模位相缺陷的波长检测工作，如图15所示，与标准的PEEM的照明方式不同(标准PEEM的光入射与样品表面的法线方向约成70°角)，在该装置中EUV光束在与法向呈4°照射掩模板样品。研究结果表明:该方法可以得到35 nm宽和4 nm高位相缺陷的清晰图像，如图16所示。

2008年，林景全等人［56］进一步采用“干涉衬度”机制光电发射电子显微镜对EUVL掩模缺陷进行三维测量。获得了光刻掩模缺陷的清晰图像，并准确地给出了极紫外光刻掩模表面缺陷的三维尺度，如图17所示。

5 结束语

光刻技术的发展推动着半导体工业的迅猛发展，而半导体芯片产业技术和对应的光学光刻技术，在新的世纪将是一个国家科学和技术实力的标志。由于社会生产和生活各个领域的强劲需求，必将促进整个世界半导体产业和光刻技术的蓬勃发展。相比前期，我国在该技术领域的沉寂，光刻技术向极紫外波段升级转化的过程，为我国提供了难得的追赶国际水平和自身奋力发展的机遇。积极的借鉴和学习国外的先进技术，通过国内研究人员的不断努力，加之国家越来越强大的综合国力支持，我国的光刻技术和半导体信息产业将循着扎实而稳健的道路快速的发展。

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