3.3　電子密度・温度の2次元分布計測

半径方向にプローブレーザを移動してこのような測定を行うことでn_e，T_eの2次元分布を得ることができる。光源生成3条件でのn_e，T_eの2次元分布を図4に示す。

光源はレーザーに沿って軸対称だと仮定し，上側半分（r>0）だけを計測した。CO₂レーザーパルス幅は20ns半値全幅程度であり，ピーク強度付近で最大のEUV強度が得られた。

図4は，ピーク強度付近の時刻にて計測したもので，時間幅は5nsである。図4では200点ほどの計測点同士の間を補完し，滑らかにつないで示している。

最終段は，計測で得られたn_e，T_e（およびイオン価数Z。ここでは示していない）から，発光強度Emissivityを算出し，プロットしたものである。

簡単に各プラズマの状況を見ていく。

まず∆t=1.3μsのプラズマ（以降は1.3μsプラズマと呼ぶことにする）では，他のプラズマよりもn_eが高いことがわかる。この理由はわかりやすく，初期のSn原子密度が高いことが関係していると考えられる。

CO₂レーザーは逆制動放射過程（古典的な，よく知られた電磁波の吸収過程）を通じてプラズマ内の電子を加熱するが，密度の低い領域（x<0）を通過した後にカットオフ密度（CO₂レーザーの場合は約10²⁵m^–3のn_eであり，これより高いneの領域には，レーザー光は侵入できない）で遮断されるため，その前面部分のみを加熱することがわかる。

CO₂レーザーで効率よく加熱される領域は，カットオフ密度に達する直前の100μm幅程度（–100μme，n_eが形成される領域が狭いことがわかる。

結果として高い発光強度となる領域が小さくなる。初期のSn原子密度，およびプラズマの密度が高すぎても，発光効率は上がらないことがわかる。

次に2.5μsの結果を見ていく。

n_eはどこも10²⁴m^–3台と低く，カットオフ密度に到達する箇所はみあたらない。これはスズターゲットが膨張しすぎたため，初期のスズ原子密度が低いことが関係していると思われる。

その結果，広い範囲でCO₂レーザーが吸収され，T_e分布としては良好である。しかしn_e（と同様にイオン密度）が低すぎるため，EUV発光強度は全体的に低い。実用水準の変換効率（4％）を達成した2.0μsプラズマでは，n_eは中心部で約4×10²⁴m^–3，半径200μm程度の部分で10²⁵m^–3以上となっている。このような中空様のn_e分布構造は，これまで予想されていなかったものである。

他方，T_eは，プラズマ中心部では40eV程度となっており，これは理論上のEUV光生成最適T_e条件と合致する。また，半径方向100μmにわたり30eV以上の領域が形成されている。文献^7）で議論しているように，ここで観測されたn_e，T_eの分布が，大きな体積での高効率のEUV光発光を可能としている。

図4で示した2.0μsプラズマのEUV強度分布は，レーザー強度が最も高い中心軸上（r=0）では，むしろ低い結果であり，図4下段で示したEUV発光分布とは矛盾しているように思われる。しかし実際には，局所値がわかるLTS計測結果を，光源が軸対称だとして視線方向に積分すると，似たようなEUV分布となる。

図4の結果は，許容エタンデュ内（EUVを集光するミラーの立体角がπradの時，許される光源直径は0.5mm程度となる）にEUV発光に寄与していないスズイオンが大量に存在すること，そして変換効率改善には，ビーム形状の整形を行い，これら発光に寄与していない，低温のイオンを狙い撃ちしなければ，解がないことを示唆している。