3.　光源用多価電離プラズマのLTS計測

3.1　EUV露光のための光源プラズマ開発

ここで改めてEUV露光技術について述べる^5）。波長13.5nm（±1％幅）を用いた極端紫外（Extreme-ultraviolet,EUV）露光は，ArFエキシマレーザー（波長193nm，液浸ArFは134nm相当）の次の光露光技術として実用化しつつある。露光装置の核である光源は，Snにパルスレーザーを照射して生成した多価電離プラズマである。

既に250W以上の安定出力が確認されているが^5），スループット向上にむけ，さらなる出力改善が求められている。Snの多価電離プラズマ状態が光源として用いられるのは，適切なイオン価数Z（10－12価）のSnプラズマであれば，数千に及ぶ電子遷移線（主に4d-4f遷移）が，波長13.5nm付近に存在することが原子物理計算から示唆され，実験的にも発光スペクトルとして確認されているからである^7）。

適切なZが実現されうるプラズマのn_e，T_eが，衝突・放射モデルで見積もられ，それぞれ10²⁴－10²⁵m^–3，30－40eV（1eVは11,300K）程度であると算出されている。

佐々木らは原子物理計算により，in-bandEUV光の輝度（Emissivity）がイオン密度n_iとT_eで決定され，それらの定量的な関係を報告している^7）。n_i（=n_e/Z）が増加するとEUV光も増加傾向にあるが，自己吸収も強くなるので飽和傾向をしめす^4）。

特筆すべきはT_eであり，EUV光量のピーク値を示す30－40eVに向けて，Emissivityは急激に増加する。例えば10eVの場合のEmissivityは30eVの場合の1/300以下であり，そのようなプラズマを生成しても，発光への寄与はあまり期待できないことになる。

また，40eVを超えてもEmissivityは減少するので高すぎる温度も避けるべきである。このようにEUV光はT_eで著しく変化するため，光源設計において本来T_eは最優先されるべきパラメータである。しかし微小（<0.5mm）・短寿命（<30ns）なEUV光源内のT_eおよびn_eの空間構造・時間進展を計測することは難しく，現状では制御パラメータとして取り扱えていない。

LTS法であれば原理的には十分な時間・空間分解能でn_e，T_eの計測が可能であり，同法のEUV光源への適用を進めた。

3.2　EUV光源用プラズマのLTS計測

現在，高効率EUV光源は，ミスト状に膨張させたスズターゲットに複数のCO₂レーザー（パルス幅20ns程度）を照射して生成する。液滴スズの発生やレーザーには高度な制御が求められ，露光光源を開発するギガフォトン(株)が所有するテスト機を利用する必要があった。

そこで，同社の実験室内で新たに差分散型6回折格子分光器を組み立て，協同トムソン散乱のうち，イオン項スペクトルの計測を行った^8）。プラズマ生成方法について説明する^9）。

直径26μmの液滴Snは，ピコ秒パルスレーザーでミスト状に膨張させ，異なる3タイミングで炭酸ガス（CO₂）レーザー照射を行った（ピコ秒レーザーからの遅延時間∆tが1.3μs，2.0μs，2.5μs）。

∆tが2.0μsの場合の，CO₂レーザー照射直前の膨張したSnターゲットのシャドウグラフと，EUV（13.5nm±1％幅）発光強度を図1に示す。同図には変換効率（CO₂レーザーエネルギーからEUV光への変換効率）も示す。

∆t=2.0μsが最も効率が良い結果が良く，変換効率は4％に達した。LTS計測構成を図2に示す。

計測用レーザー（YAGレーザー第2高調波，波長532nm）を前述のピコ秒プリパルスおよびCO₂レーザーと同軸に入射した（図のx軸方向）。その方向に分光器入口スリット高さ方向を合わせることで，分光器出口上に波長とx軸上の空間分布の2次元分布を形成させ，電子増倍管CCDカメラ（ICCDカメラ）で捉えた（図3（a）～（c））。

図3（b）には，–200μm図3（b）には右上より左下に走る2本のイオン項スペクトルのピークが見られるが，これは光のドップラーシフトの結果であり，プラズマが移動する速度と方向を反映したものである。

図3（b）の白い破線で示した領域を波長スペクトルとして示したものが図3（c）であり，理論スペクトルのフィッティング（図3（c）内の実線）よりこの位置でのn_e，T_e，Zが決定できる。図3（b）の各位置で同様の解析を行い，図3（d）に示すn_eやT_eの1次元分布が得られる。