Исследование механического воздействия на металлическую мишень, возникающего при лазерной абляции тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.05, кандидат наук Лакатош Богдан

• Лакатош Богдан
• кандидат наук
• 2020

Оглавление диссертации кандидат наук Лакатош Богдан

Введение

Актуальность работы

Цели и задачи исследования

Научная новизна результатов

Научная и практичная значимость результатов

Методы исследования

Основные положения выносимые на защиту

Апробация работы и публикации

Вклад автора

Глава 1. Измерение импульса лазерно-индуцированной плазмы

1.1 Импульс лазерно-индуцированной плазмы

1.1.1 Экспериментальные методы исследования

1.1.2 Известные экспериментальные результаты

1.1.3 Известные теоретические результаты

1.2 Измерение импульса лазерно-индуцированной плазмы

1.2.1 Экспериментальная установка

1.2.2 Обработка результатов эксперимента

1.2.3 Результаты эксперимента

1.2.4 Сравнение результатов эксперимента с аналитически рассчитанными

1.3 Выводы

Глава 2. Механическое воздействие ультракоротких лазерных импульсов на жидкометаллическую мишень

2.1 Лазерный предимпульс

2.1.1 Исследования различных типов мишеней в источниках ЭУФ излучения

2.1.2 Исследования деформации и фрагментации капель под действием лазерного импульса

2.2 Фрагментация жидкометаллической капли под воздействием фем-тосекундного лазерного импульса

2.2.1 Экспериментальная установка

2.3 Зависимость динамики деформации и фрагментации жидкоме-таллической капли от энергии в лазерном импульсе

2.3.1 Результаты эксперимента

2.3.2 Анализ результатов эксперимента

2.3.3 Выводы

2.4 Фрагментация жидкометаллической капли фемтосекундными лазерными импульсами низкой интенсивности

2.4.1 Результаты эксперимента

2.4.2 Количество струй

2.4.3 Влияние поляризации лазерного излучения

2.4.4 Вывод

2.5 Фрагментация жидкометаллической капли фемтосекундными лазерными импульсами с различными характерными размерами пространственного профиля интенсивности

2.5.1 Результаты эксперимента

2.5.2 Выводы

2.6 Фрагментация жидкометаллических капель различных размеров фемтосекундным лазерным импульсом

2.6.1 Результаты эксперимента

2.7 Сравнение полученных результатов при вариации различных параметров

2.7.1 Выводы

Заключение

Введение

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование механического воздействия на металлическую мишень, возникающего при лазерной абляции»

Актуальность работы

Интенсивное технологическое развитие полупроводниковой индустрии на протяжение нескольких десятилетий во многом определялось непрерывной возможностью увеличения количества транзисторов, размещаемых на кристаллах-подложках интегральных микросхем. В 1965 году Гордон Мур установил эмпирическую закономерность, согласно которой количество транзисторов на кристалле микросхемы удваивается каждые 24 месяца [1]. В свою очередь, увеличение количества элементов микросхемы на единице площади кристалла опирается на возможность уменьшения характерных размеров этих элементов. Здесь ключевую роль играет технология фотолитографии. Принцип фотолитографии заключается в построении и уменьшении изображения заранее подготовленного шаблона электрической схемы на светочувствительном фоторезисте. В результате такого экспонирования на фоторезисте «выжигается» уменьшенная схема.

Изображение шаблона схемы уменьшается оптической системой. Понятно, что при таком механизме печатания микросхем минимальный характерный размер (Ьт1п): который может быть напечатан (а значит и минимальный размер микросхемы) определяется разрешающей способностью оптики:

^тгп к N А (1)

где к - коэффициент порядка 1, Л - длина волны излучения используемого для трансляции изображения, ЫА - числовая апертура оптической системы. Из формулы видно, что уменьшение Ьтгп может осуществляться за счёт повышения ЫА (иммерсионная литография), эффективного уменьшения к (метод многократной экспозиции) или уменьшения длины волны Л. На протяжении нескольких десятилетий уменьшение Ьтгп обеспечивалось уменьшением длины волны источников излучения, используемых в технологии литографии. Уменьшение используемой длины волны в фотолитографии с развитием технологии представлено на рисунке 1 . На сегодняшний момент индустриально освоенной является технология фотолитографии, использующая излучения

400

350

300

S

X

- 250

-D

I

о 200

m

га

X ^ 150

с;

100

50

0

365нм J 248нм

1 1/ * [ 193нм

V

И

i \

13.5нм

пя

1385

1990

1995

2000

2005 Год

2010

2015

2020

2025

Рис. 1. Изменение длины волны, используемой в фотолитографии, со временем [4]

на длине волны 193 нм. Литографы, работающие на излучении с такой длиной волны, способны печатать схемы с минимальным характерным размером в 22 нм [2]. Следующим шагом на пути уменьшения длины волны является переход к использованию экстремального ультрафиолетового (ЭУФ) излучения с длиной волны порядка 10 нм. Для сравнения, минимальный характерный размер который сможет напечатать ЭУФ литограф составляет около 7 нм [3]. Более того ЭУФ литография позволяет существенно упростить технологический процесс создания микросхем с минимальным размером уже достижимым сегодня. Упрощение технологического процесса приводит к уменьшению числа дефектов на создаваемых микросхемах, что также является важным индустриальным параметром.

Результаты данной работы находят своё непосредственное применение в проблемах оптимизации параметров источника излучения используемого в ЭУФ литографах. Поэтому для начала будут изложены основные принципы работы такого источника.

Свойства рассматриваемого источника во многом определяются его применением в ЭУФ литографах. Так, например, рабочая длина волны источника определяется свойствами оптической системы, используемой для переноса и уменьшения изображения шаблона. В ЭУФ диапазоне длин волн (10 — 20 нм) не существует материалов, обладающих достаточной степенью прозрачности, для конструирования из них проекционных приборов работающих на преломлении излучения. Поэтому в ЭУФ литографах используется исключи-

тельно отражательная проекционная оптика. Используя различные конфигурации зеркал можно варьировать параметр ЫА определяющий характерный минимальный размер напечатанной схемы. Так, например, используя 6 зеркал можно добиться значения ЫА = 0.32, а используя 8 зеркал - ЫА > 0.5 [5]. Очевидно, что при достаточно малых значениях ЫА переход от имеющихся сегодня литографов к ЭУФ литографам становится бессмысленным. Этот факт требует наличие в ЭУФ литографе некоторого заметного количества зеркал. Понятно, что от количества и качества используемых зеркал сильно зависит мощности ЭУФ излучения в плоскости подложки микросхемы, поэтому используемые зеркала должны обладать максимально возможным коэффициентом отражения. Именно это требование привело к использованию в ЭУФ литографах многослойных брегговских зеркал, состоящих из чередующихся слоев Мо и Б г; а также определило рабочую длину ЭУФ литографа и используемого в нем источника излучения - 13.5 нм. Стоит отметить, что максимальный коэффициент отражения достигаемые многослойными зеркалами Мо/Бг для длины волны 13.5 нм составляет только 60%. Более того использование многослойных зеркал определяет ширину рабочей полосы излучения, которая составляет ±1% от рабочей длины волны.

Значительные потери ЭУФ излучения при отражении от зеркал отображаются в требовании на мощность излучения ЭУФ источника. Так мощность ЭУФ излучения направляемая от источника в проекционную систему литографа должна превышать 250 Вт. В качестве источника такой мощности используется лазерно-индуцированная плазма. Правильный подбор материала мишени и параметров лазерного излучения позволяют максимизировать коэффициент конверсии источника (отношение энергии в рабочем диапазоне длин волн к энергии лазерного излучения) и соответственно его мощность. В качестве материала для мишени в ЭУФ источниках рассматривались Ьг, Бп и Хе [6, 7, 8, 9]. Спектры их излучения в около рабочей области представлены на рисунке 2 Приведенные спектры получены в условиях оптимальных для генерации излучения на длине волны 13.5 нм и нормированы по своему максимальному значению.

Изначально предполагалось, что наилучшим кандидатом на материал мишени будет Ьг ввиду структуры его спектра. Длине волны 13.5 нм соответствует переход Ьуа в водородо-подобном ионе Ьг2+. Однако было обнаружено,

Рис. 2. Вид спектров излучения Li, Xe и Sn в диапазоне длин волн около 13.5 нм [10]. Спектры получены в условиях оптимальных для генерации излучения на длине волны 13.5 нм. Также на графике представлен контур отражающей способности Mo/Si многослойного зеркала. Все кривые представленные на графике нормированы по своему максимальному значению

что возбуждение этого перехода в литиевой плазме неэффективно. Водородо-подобные ионы лития с потенциалом ионизации около 122 эВ создаются в плазме в заметном количестве при ее относительно низких температурах -около 20 эВ. При таких температурах плазмы скорость электронного возбуждения уровня 1в2р с энергией перехода 92 эВ (13.5 нм) очень мала. А при увеличении температуры плазмы до значений с большими скоростями возбуждения интересующего уровня сильно убывает количество водородо-подобных ионов. Можно было бы ожидать эффективного возбуждения интересующего перехода в плазме нагревание которой выше температуры 20 — 30 эВ происходит много быстрее чем ионизация иона Ы2+. Однако в этом случае интегральное значение генерируемой энергии ЭУФ излучения слишком мало для использования в промышленном ЭУФ источнике. В результате имеем, что максимальный коэффициент конверсии ЭУФ источника работающего на литиевой лазерно-индуцированной плазме составляет около 1%.

Спектры ЭУФ излучения Хе и Sn исследовались как теоретически так и экспериментально [11, 12, 13, 14, 15, 16, 17]. В обоих случаях спектры имеют похожую структуру и основную роль в излучении в ЭУФ диапазоне длин волн играют переходы с основным состоянием 4р6. Однако в случае Хе

Рис. 3. Слева. Спектр излучения олова в ЭУФ диапазоне длин волн, полученный возбуждением оловянной плазмы в вакуумной искре. Справа. Детализированное изображение в диапазоне длин волн соответствующему работе ЭУФ литографа - 13.5 ± 1%. Римские цифры соответствуют излучающим ионам.

пик излучения находится на длине волны 11 нм, а излучение на длине волны 13.5 нм преимущественно формируется за счет переходов в единственном ионе Хе10+. Это, аналогично ситуации с литием, приводит к коэффициенту конверсии ЭУФ источника использующего ксеноновую плазму порядка 1%.

На рисунке 3 представлены спектры излучения олова в высоком разрешении, полученные в работе [15]. Более 400 линий были определены в интервале длин волн 12 — 17 нм, как переходы в ионах Би7+ — Би13+. Пик спектра излучения олова в интервале длин волн 13 —14 нм формируется за счет переходов: 4р64(т—4р64(т—14/, 4р64(т—4р54(т+1, 4р64(т—4р64(т—15р. По результатам проведённых исследований видно, что вклад в излучение в рабочем диапазоне длин волн ЭУФ литографа (13.5± 1% нм) дают ионы олова Би8+ — Би13+, наиболее существенными из которых являются 5П10+ — Бп12+. Наличие такого большого числа ионов излучающих в необходимом диапазоне длин волн приводит к тому, что коэффициент конверсии ЭУФ источника работающего на оловянной плазме может составлять больше 5%. Такие высокие (относительно других материалов) показатели коэффициента конверсии определили олово как материал мишени в промышленных источниках ЭУФ излучения.

Принципиальная схема источника ЭУФ излучения изображена на рисунке 4. Излучение лазерно-индуцированной плазмы фокусируется эллиптическим коллектором в «промежуточном фокусе», где фильтруется и перенаправля-

Главный импульс

Предымпульс

\ ч

Вакуумная камера

Коллектор

Промежуточный фокус

Оло кап

Оловянная капля

Рис. 4. Схема работы ЭУФ источника, используемая в современных литографах

сИ

ется на маску.

Для создания излучающей плазмы в ЭУФ литографах используется импульсный С02 лазер, работающий на длине волны 10.6 мкм. С одной стороны, критическая плотность плазмы, соответствующая такой длине волны лазера, близка к оптимальной плотности плазмы для излучения в ЭУФ диапазоне. С другой стороны, этот лазер обладает достаточной мощностью для удовлетворения индустриальных требований к мощности ЭУФ источника.

Ввиду индустриального применения основными характеристиками источника ЭУФ литографа являются мощность и время бесперебойной работы. Как было отмечено выше, проблемы с мощностью решаются подбором лазера, мишени и их параметров. Но увеличение времени бесперебойной работы такого источника представляет собой более сложную задачу.

Так как интересующая нас длина волны находится в диапазоне вакуумного ультрафиолета, а такое излучение поглощается в атмосфере на малых расстояниях, вся конструкция источника помещается в вакуумную камеру. Это приводит к возможности непосредственного контакта продуктов лазерно-индуцированной плазмы с поверхностью коллектора и загрязнению последней. Загрязнение коллектора негативно сказывается на его отражающих способностях и приводит к уменьшению мощности ЭУФ излучения в промежуточном фокусе. В итоге для поддержки индустриально необходимых мощностей приходится останавливать работу источника и заменять (или чистить) коллектор, что сложно и дорого.

Есть два варианта решения этой проблемы: 1) уменьшить поток продуктов лазерно-индуцированной плазмы на коллектор; 2) установить какую-то защиту от продуктов лазерно-индуцированной плазмы. Продукты лазерно-

индуцированной плазмы можно разделить на три группы: 1) ионы; 2) атомы олова или небольшие их кластеры; 3) микрокапли жидкого олова. В соответствии с особенностями вида продуктов используются различные техники для защиты коллектора. Для защиты коллектора от экспонирования заряженными частицами используют магнитные поля [18]. Атомы олова и их небольшие кластеры, за счёт своей относительно малой массы могут быть остановлены потоком водорода от коллектора [3]. Водород был выбран для этой цели так как обладает наименьшим коэффициентом поглощения ЭУФ излучения. Также он является в особенности эффективным ввиду того, что может химически взаимодействовать с осевшим на коллектор оловом образуя летучие вещества БиИх [19]. Наибольшую опасность представляют собой микрокапли, обладающие большой инерцией и выше перечисленные методы защиты в этом случае не помогают. Поэтому стоит задача полностью избавиться от создания такого вида продуктов лазерно-индуцированной плазмы. Это возможно, если лазерная мишень будет полностью «испарена» (испарена и/или переведена в плазменное состояние). Понятно, что для этого необходимо взять как можно более тонкую мишень. Нижний предел этой тонкости должен определяться требованиями по мощности для источника. Также понятно, что в этом случае после каждого лазерного выстрела надо будет менять такую мишень. Это может привести к ограничениям частоты работы источника.

Минимизация создания микрокапель при воздействии лазерного импульса на мишень привела к тому, что в современных промышленных источниках ЭУФ излучения в качестве мишеней используются оловянные капли диаметром в десяток микрометров. Частота генерации таких капель специальными генераторами составляет порядка 100кГц [3]. Если стрелять лазером непосредственно по такой капле, то ее характерная толщина все ещё будет большой и она не успеет полностью испариться за лазерный импульс. А значит проблема с образованием микрокапель останется. Однако жидкометалличе-скую каплю можно деформировать предварительно выстрелив по ней вспомогательным лазерным импульсом - предимпульсом. Правильно подобрав параметры лазерного предимпульса можно добиться, например, «расплющивания» жидкометаллической капли. Такое «расплющивание» показано на рисунке 5. Из рисунка видно, что после воздействия лазерного предимпульса со временем характерная толщина мишени уменьшается. А значит подобрав

задержку между главным импульсом (лазерным импульсом которым создаётся излучающая плазмы) и предимпульсом можно полностью «испарить» оловянную мишень тем самым избавившись от оседания тяжёлых микрокапель олова на коллектор. Схематически такой процесс индуцирования плазмы выглядит как показано на рисунке 5.

200 мкм

|

; ; ' 1 !

0,3 мкс 1,0 мкс 2,0 мкс 3,2 мкс 6,0 мкс 7,0мкс9,0мкс

Рис. 5. Слева. Схема модификации жидкой оловянной капли в ЭУФ литографе с помощью предымпульса. Справа. Деформация и фрагментация капли после воздействия на неё лазерным импульсом, наблюдаемая в работе [20]

Как было обозначено выше, основными характеристиками промышленного источника ЭУФ излучения являются мощность и время бесперебойной работы. Так как характеристики мишени (материал и начальная форма) определены и не могут быть кардинально изменены оптимизация источника ЭУФ излучения осуществляется за счет подбора параметров главного лазерного импульса и предимпульса. При этом, очевидно, главными параметрами определяющими оптимальные условия взаимодействия лазерного излучения с мишенью являются коэффициент конверсии лазерной энергии в ЭУФ излучение (который определяет мощность источника) и импульс лазерно-индуцированной плазмы (который определяет методы, параметры и «успешность» защиты коллектора от загрязнения).

Коэффициент конверсии лазерного излучения в ЭУФ излучение сильно зависит от параметров лазерного предимпульса. Это хорошо видно из рисунка 6, который был представлен в обзоре Фоменкова и др [3]. На рисунке показано, что коэффициент конверсии работы источника наибольший в случае распылённой мишени. Данная морфология мишени достигается в случае

воздействия на каплю предимпульсом пикосекундной длительности, как было показано в работах [21, 22, 23]. В этих работах была продемонстрирована возможность распыления капли пикосекундным лазерным импульсом, однако, физическая картина происходящих при этом процессов остаётся неизученной.

Рис. 6. Максимальный коэффициент конверсий ЭУФ излучения в зависимости от морфологии модифицированной предимпульсом капли.

Импульс лазерно-индуцированной плазмы экспериментально исследовался ещё с 60-х годов. Однако имеющиеся в литературе результаты данных исследований не всегда находятся в хорошем соответствии друг с другом. В первую очередь это связано с тем, что образование плазмы на поверхности мишени под действием лазерного импульса зависит от многих параметров: материал мишени, форма мишени, параметры лазерного импульса (временной и пространственный профиль, энергия), длина волны лазерного излучения, давления в окружающей среде и т.д. Расхождение результатов хорошо видно при сравнении измеренных зависимостей импульса лазерно-индуцированной плазмы от интенсивности лазерного излучения. Такая зависимость представляется в виде степенного закона р ~ где а подбирается так, чтоб хорошо описать экспериментальные результаты. Данные представленные в литературе, демонстрируют различную степень а которая варьируется в интервале от 0.5 до 1.

Аналогичное расхождение результатов наблюдается и при теоретическом рассмотрении задачи [24]. Аналитическое рассмотрение лазерной абляции мишени возможно только в двух крайних случаях: 1) мгновенного нагрева ми-

шени, который прекращается до момента возникновения гидродинамических потоков из поверхности мишени. 2) квазистационарной абляции, возникающей когда лазерно-индуцированная плазма большую часть длительности лазерного импульса имеет определённый постоянный профиль плотности и температуры; Также стоит отметить, что аналитическое рассмотрение процесса лазерной абляции исключает использование некоторых реальных уравнений состояния вещества, что способно исказить результаты модели относительно импульса образованной плазмы. В общем случае лазерная абляция изучается численными методами. Однако любые численные методы должны быть ва-лидированы на экспериментальных результатах, в которых, как говорилось выше, нет согласия. Данная ситуация приводит к необходимости проведения хорошо определённого эксперимента по измерению импульса лазерно-индуцированной плазмы в условиях соответствующих работе промышленного источника ЭУФ излучения.

В данной работе представлены результаты двух серий экспериментов. Первая серия - измерение количества движения лазерно-индуцированной плазмы методом баллистического маятника. Вторая серия - параметрическое исследование динамики деформации и фрагментации жидкой оловянной капли под воздействием ультракороткого лазерного импульса. Все эксперименты проводились в условиях соответствующих условиям работы промышленного источника ЭУФ излучения. Поэтому результаты представленных экспериментов могут быть напрямую использованы для решения насущных проблем оптимизации параметров работы источников ЭУФ излучения.

Цели и задачи исследования

У данной диссертации были две цели:

1) измерить зависимость количества движения лазерно-индуцированной плазмы от интенсивности лазерного импульса при облучении оловянной мишени импульсом С02 лазера, в диапазоне интенсивностей 108 — 1010 Вт/см2.

2) исследовать зависимость деформации и фрагментации жидкометалли-ческой капли под воздействием ультракороткого лазерного импульса от параметров системы.

Для достижения поставленных целей были решены следующие задачи:

1) Разработана конструкция маятника для измерения импульса отдачи

лазерно индуцированной плазмы методом баллистического маятника;

2) Проведён эксперимент по измерению импульса отдачи лазерно-индуцирован] плазмы методом баллистического маятника;

3) Проведена серия экспериментов исследующая зависимость эволюции формы капли от параметров воздействующего на неё лазерного импульса и её размеров.

Научная новизна результатов

Ниже приведены научные результаты, отражающие новизну исследований:

1. Впервые измерена зависимость количества движения лазерно-индуци-рованной плазмы от интенсивности лазерного импульса в диапазоне 108 — 1010 Вт/см2 в случае облучения плоской оловянной мишени импульсным С02 лазером.

2. Впервые исследована динамика деформации и фрагментации жидкоме-таллической капли под воздействием субпикосекундного лазерного импульса в зависимости от параметров лазерного излучения и размеров капли. Исследуемый диапазон интенсивности составил 1012 — 1014 Вт/см2

3. Впервые продемонстрирована связь развивающихся гидродинамических неустойчивостей в облучённой фемтосекундным лазерным импульсом жидкометаллической капле с параметрами лазерного излучения.

Научная и практичная значимость результатов

С одной стороны экспериментальные результаты данной работы могут быть использованы в качестве критериев верификации результатов компьютерного моделирования. Так количество движения лазерно-индуцированной плазмы является одним из ключевых интегральных параметров характеризующих ее расширение и экспериментальное измерение данного параметра может быть использовано для валидации численных моделей радиационной гидродинамики используемых для моделирования лазерной абляции. Результаты исследований деформации и фрагментации жидкометаллической капли под воздействием ультракороткого лазерного импульса представляют аналогичный интерес для компьютерных расчётов гидродинамических потоков с изменением термодинамической фазы вещества.

С другой стороны, так как все эксперименты описанные в данной работе проводились в условиях близких к условиям работы промышленного источника ЭУФ излучения для литографии, их результаты могут быть использованы для оптимизации работы такого источника. Так результаты экспериментов измерения импульса лазерно-индуцированной плазмы представляют большой интерес для оптимизации методов защиты коллектора от загрязнения продуктами взаимодействия лазерного импульса с мишенью. Результаты исследования деформации и фрагментации жидкометаллической капли могут быть использованы для оптимизации параметров капли-мишени при помощи лазерных предимпульсов.

Методы исследования

Измерение импульса лазерно-индуцированной плазмы проводилось методом баллистического маятника [25]. В данных экспериментах использовался импульсный С02 лазер интенсивность излучения которого в плоскости мишени варьировалась в диапазоне 108 — 1010 Вт/см2. В этом интервале интенсивно-стей лазерного излучения импульс лазерно-индуцированной плазмы совпадает с импульсом переданным мишени во время ее абляции. Таким образом, закрепив мишень на маятнике и измеряя его отклонение после воздействия лазерного импульса на мишень можно рассчитать количество движения переданное мишени, а значит и импульс лазерно-индуцированной плазмы. В экспериментах использовался оригинально разработанный маятник, масса которого была меньше 1 г. Также были предприняты специальные меры для увеличения жёсткости конструкции маятника. Измерение угла отклонения маятника осуществлялось с помощью луча трассирующего лазера, отражённого от закреплённого на маятнике зеркала.

Исследование деформации и фрагментации жидкометаллической капли под воздействием ультракороткого лазерного импульса проводилось с использованием титан-сапфирового лазера. Основными результатами данного исследования являются зависимости эволюции морфологии капли и скорости ее расширения от параметров системы «лазер-капля». Данные результаты были получены как серии стробоскопических снимков динамики деформации капли сделанных с различной задержкой относительно лазерного импульса. Данный метод оправдан, так как отклик жидкометаллической капли на воз-

действие лазерным импульсом повторялся от выстрела к выстрелу. Съёмка деформации капли проводилась в двух не параллельных плоскостях. Ввиду малых размеров исследуемого объекта (диаметр капли составлял около 50 мкм) перед объективами камер помещались микроскопы. Длительность одного снимка контролировалась длительностью импульсной подсветки капли и составляла 30 нс, тем самым обеспечивая мгновенное изображение деформирующейся капли.

Основные положения выносимые на защиту

1. Полученная близкая к пропорциональной зависимость количества движения лазерно-индуцированной оловянной плазмы от интенсивности импульса СО2 лазера (диапазон 108 — 1010 Вт/см2), обусловлена вкладом абляции поверхности мишени излучением самой плазмы.

2. Впервые получены экспериментальные результаты деформации и фрагментации жидкометаллической капли (диаметр ~ 10 — 80 мкм) при ее облучении фемтосекундным лазерным импульсом с интенсивностью в диапазоне 1012 — 1014 Вт/см2.

3. Установлен закон подобия динамики расширения жидкометаллической капли после ее облучения фемтосекундным лазерным импульсом.

4. Предложен механизм образования кавитационных полостей внутри жидкометаллической капли в результате распространения в ней лазерно-ин-дуцированных ударных волн. Продемонстрирована возможность возбуждения одной или двух пространственно разделённых кавитационных полостей в зависимости от параметров лазерного излучения.

5. Продемонстрировано влияние ориентации поляризации лазерного излучения на динамику деформации и фрагментацию облучаемой жидкоме-таллической капли в случае образования только одной кавитационной полости внутри капли.

Апробация работы и публикации

Основные результаты, полученные в этой работе, были опубликованы в следующих рецензируемых научных журналах:

1) Lakatosh B.V., Abramenko D.B., Ivanov V.V., Medvedev V.V., Krivtsun V.M., Koshelev K.N. and Yakunin A.M. / Propulsion of a flat tin target with pulsed CO2 laser radiation: measurements using a ballistic pendulum // Laser Physics Letters. - 2017. - 15. - №. 1. - 016003.

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Лакатош Богдан, 2020 год

Список литературы

[1] Moore G. E. et al. Cramming more components onto integrated circuits. 1965.

[2] Banine V. Y., Koshelev K., Swinkels G. Physical processes in EUV sources for microlithography // Journal of Physics D: Applied Physics. 2011. 44, no. 25. 253001.

[3] Light sources for high-volume manufacturing EUV lithography: technology, performance, and power scaling / I. Fomenkov, D. Brandt, A. Ershov et al. // Advanced Optical Technologies. 2017. 6, no. 3-4. 173-186.

[4] Wagner C., Harned N. EUV lithography: Lithography gets extreme // Nature Photonics. 2010. 4, no. 1. 24.

[5] Rollinger B. Droplet target for laser-produced plasma light sources. Ph.D. thesis: ETH Zurich. 2012.

[6] Jin F., Richardson M. New laser plasma source for extreme-ultraviolet lithography // Applied Optics. 1995. 34, no. 25. 5750-5760.

[7] Intense plasma discharge source at 13.5 nm for extreme-ultraviolet lithography / M. Klosner, H. Bender, W. Silfvast et al. // Optics Letters. 1997. 22, no. 1. 34-36.

[8] Klosner M., Silfvast W. Intense xenon capillary discharge extreme-ultraviolet source in the 10-16-nm-wavelength region // Optics Letters. 1998. 23, no. 20. 1609-1611.

[9] Koshelev K. et al. //in SeMaTech EUV Source Workshop 2002, Dallas, TX, USA.

[10] Bakshi V. et al. EUV sources for lithography. 2006. 149.

[11] Relationship between an EUV source and the performance of an EUV lithographic system / V. Banine, J. P. Benschop, M. Leenders et al. // Emerging Lithographic Technologies IV / International Society for Optics and Photonics. 3997. 2000. 126-135.

[12] Stuik R. Characterization of XUV sources. 2004.

[13] Kieft E. Transient behavior of EUV emitting discharge plasmas. Ph.D. thesis: PhD Thesis. 2005.

[14] Comparison of experimental and simulated extreme ultraviolet spectra of xenon and tin discharges / E. Kieft, K. Garloff, J. Van der Mullen et al. // Physical Review E. 2005. 71, no. 3. 036402.

[15] Tolstikhina I. Y., Churilov S., Ryabtsev A. et al. EUV Sources for Lithography ed V Bakshi (Bellingham, WA). 2006.

[16] Churilov S., Ryabtsev A. Analyses of the Sn IX - Sn XII spectra in the EUV region // Physica Scripta. 2006. 73, no. 6. 614.

[17] Чурилов, СС и Рябцев, АН. Анализ спектров In XII-XIV и Sn XIII-XV в дальней ВУФ области // Оптика и Спектроскопия. 2006. 101, № 2. 181-190.

[18] Plasma physics and radiation hydrodynamics in developing an extreme ultraviolet light source for lithography / K. Nishihara, A. Sunahara, A. Sasaki et al. // Physics of Plasmas. 2008. 15, no. 5. 056708.

[19] Astakhov D. et al. Computer modeling of contamination and cleaning of EUV source optics // 2018 Source Workshop, Prague.

[20] Абраменко Д.Б. Анциферов П.С. Астахов Д.И. Виноходов А.Ю. Вичев И.Ю. Гаязов Р.Р. Грушин А.С. Дорохин Л.А. Иванов В.В. Ким Д.А. [и др.]. Плазменные источники экстремального ультрафиолетового излучения для литографии и сопутствующих технологических процессов (к 50-летию Института спектроскопии РАН) // Успехи физических наук. 2019. 189, № 3. 323-334.

[21] Mizoguchi H., Fujimoto J., Saitou T. LPP-EUV light source development for high volume manufacturing lithography / LIA. 2012. 2012. 11-20.

[22] Cavitation and spallation in liquid metal droplets produced by subpicosecond pulsed laser radiation / M. Krivokorytov, A. Y. Vinokhodov, Y. V. Sidelnikov et al. // Physical Review E. 2017. 95, no. 3. 031101.

[23] Expansion dynamics after laser-induced cavitation in liquid tin micro-droplets / D. Kurilovich, T. de Faria Pinto, F. Torretti et al. // Physical Review Applied. 2018. 10, no. 5. 054005.

[24] Mulser P., Bauer D. High power laser-matter interaction. 2010. 238.

[25] Zweigenbaum S., Gazit Y., Paiss Y. Ballistic and torsion pendulums for momentum measurements of laser-produced plasma // Journal of Physics E: Scientific Instruments. 1978. 11, no. 8. 830.

[26] Анисимов С.И. Имас Я.А. Романов Г.С. и Ходыко Ю.В. Действие излучения большой мощности на металлы. Наука. Гл. ред. физ.-мат. лит., 1970.

[27] Importance of two-dimensional effects for the generation of ultra high pressures obtained in laser colliding foil experiments / B. Faral, R. Fabbro, J. Vir-mont et al. // Physics of Fluids B: Plasma Physics. 1990. 2, no. 2. 371-377.

[28] Shell mix in the compressed core of spherical implosions / S. Regan, J. Delet-trez, F. Marshall et al. // Physical Review Letters. 2002. 89, no. 8. 085003.

[29] Phipps C. R. Laser Ablation Propulsion and Its Applications in Space. Springer, 2018. 217-246.

[30] Анисимов С.И. Прохоров А.М. и Фортов В.Е. Применение мощных лазеров для исследования вещества при сверхвысоких давлениях // Успехи физических наук. 1984. 142, № 3. 395-434.

[31] Batani D. Matter in extreme conditions produced by lasers // EPL (Euro-physics Letters). 2016. 114, no. 6. 65001.

[32] Interaction of 1.3-^m laser radiation with thin foil targets / K. Eidmann, F. Amiranoff, R. Fedosejevs et al. // Physical Review A. 1984. 30, no. 5. 2568.

[33] Meyer-ter Vehn J. On energy gain of fusion targets: the model of Kidder and Bodner improved // Nuclear Fusion. 1982. 22, no. 4. 561.

[34] Pure-tin microdroplets irradiated with double laser pulses for efficient and minimum-mass extreme-ultraviolet light source production / S. Fujioka,

M. Shimomura, Y. Shimada et al. // Applied Physics Letters. 2008. 92, no. 24. 241502.

[35] Neuman F. Momentum transfer and cratering effects produced by giant laser pulses // Applied Physics Letters. 1964. 4, no. 9. 167-169.

[36] Zweigenbaum S., Gazit Y., Komet Y. Momentum measurements of laser produced plasma // Plasma Physics. 1977. 19, no. 11. 1035.

[37] Ablation scaling in steady-state ablation dominated by inverse-bremsstrahlung absorption / A. Ng, D. Pasini, P. Celliers et al. // Applied Physics Letters. 1984. 45, no. 10. 1046-1048.

[38] Plasma propulsion of a metallic microdroplet and its deformation upon laser impact / D. Kurilovich, A. L. Klein, F. Torretti et al. // Physical Review Applied. 2016. 6, no. 1. 014018.

[39] Power-law scaling of plasma pressure on laser-ablated tin microdroplets / D. Kurilovich, M. M. Basko, D. A. Kim et al. // Physics of Plasmas. 2018. 25, no. 1. 012709.

[40] Drop shaping by laser-pulse impact / A. L. Klein, W. Bouwhuis, C. W. Visser et al. // Physical Review Applied. 2015. 3, no. 4. 044018.

[41] Apparatus to control and visualize the impact of a high-energy laser pulse on a liquid target / A. L. Klein, D. Lohse, M. Versluis et al. // Review of Scientific Instruments. 2017. 88, no. 9. 095102.

[42] Impulse coupling to targets in vacuum by KrF, HF, and CO2 single-pulse lasers / C. Phipps Jr, T. Turner, R. Harrison et al. // Journal of Applied Physics. 1988. 64, no. 3. 1083-1096.

[43] Gregg D. W., Thomas S. J. Momentum transfer produced by focused laser giant pulses // Journal of Applied Physics. 1966. 37, no. 7. 2787-2789.

[44] Dahmani F., Kerdja T. Measurements and laser-wavelength dependence of mass-ablation rate and ablation pressure in planar layered targets // Laser and Particle Beams. 1991. 9, no. 3. 769-778.

[45] Pakhomov A. V., Lin J., Tan R. Air pressure effect on propulsion with transversly excited atmospheric CO2 laser // AIAA journal. 2006. 44, no. 1. 136-141.

[46] Experimental study of coupling coefficients for propulsion on TEA CO2 laser / R. Tan, J. Lin, J. Hughes et al. / AIP. 702. 2004. 122-128.

[47] On the behaviour of aluminium under microsecond pulsed TEA CO2 laser radiation in vacuum / I. Ursu, I. Mihailescu, I. Apostol et al. // Journal of Physics D: Applied Physics. 1984. 17, no. 6. 1315.

[48] Gupta P., Naik P., Pant H. Effect of lateral energy transport on the momentum transfer to targets in laser produced plasmas // Journal of Applied Physics. 1984. 56, no. 3. 785-789.

[49] Афанасьев ЮВ, Крохин ОН. Газодинамическая теория воздействия излучения лазера на конденсированные вещества // Квантовая радиофиз. 1970. 52. 118-170.

[50] Basko M., Novikov V., Grushin A. On the structure of quasi-stationary laser ablation fronts in strongly radiating plasmas // Physics of Plasmas. 2015. 22, no. 5. 053111.

[51] Crow J., Auer P., Allen J. The expansion of a plasma into a vacuum // Journal of Plasma Physics. 1975. 14, no. 1. 65-76.

[52] Mora P., Pellat R. Self-similar expansion of a plasma into a vacuum // The Physics of Fluids. 1979. 22, no. 12. 2300-2304.

[53] Caruso A., Gratton R. Some properties of the plasmas produced by irradiating light solids by laser pulses // Plasma Physics. 1968. 10, no. 9. 867.

[54] Mora P. Theoretical model of absorption of laser light by a plasma // The Physics of Fluids. 1982. 25, no. 6. 1051-1056.

[55] Basko M., Maruhn J., Tauschwitz A. RALEF-2D: A 2D hydrodynamic code with heat conduction and radiation transport. II. Solution of the radiation transfer equation. // Darmstad: GSI. 2009.

[56] Propulsion of a flat tin target with pulsed CO2 laser radiation: measurements using a ballistic pendulum / B. Lakatosh, D. Abramenko, V. Ivanov et al. // Laser Physics Letters. 2017. 15, no. 1. 016003.

[57] CO2 laser pulse shortening by laser ablation of a metal target / T. Donnelly, M. Mazoyer, A. Lynch et al. // Review of Scientific Instruments. 2012. 83, no. 3. 035102.

[58] McKay J., Schriempf J. Anomalous infrared absorptance of aluminum under pulsed 10.6-^m laser irradiation in vacuum // Applied Physics Letters. 1979. 35, no. 6. 433-434.

[59] Errata: RZLINE code modeling of distributed tin targets for laser-produced plasma sources of extreme ultraviolet radiation / K. Koshelev, V. V. Ivanov, V. Medvedev et al. // Journal of Micro/Nanolithography, MEMS, and MOEMS. 2012. 11, no. 2. 029802.

[60] Enhancement of extreme ultraviolet emission from a CO2 laser-produced Sn plasma using a cavity target / Y. Ueno, G. Soumagne, A. Sumitani et al. // Applied Physics Letters. 2007. 91, no. 23. 231501.

[61] Optimization of the size ratio of Sn sphere and laser focal spot for an extreme ultraviolet light source / S. Yuspeh, K. Sequoia, Y. Tao et al. // Applied Physics Letters. 2008. 93, no. 22. 221503.

[62] Cavity formation in a liquid Sn droplet driven by laser ablation pressure for an extreme ultraviolet light source target / S. Yuspeh, Y. Ueno, M. Tillack et al. // Journal of Applied Physics. 2011. 109, no. 7. 076102.

[63] Low-density tin targets for efficient extreme ultraviolet light emission from laser-produced plasmas / T. Okuno, S. Fujioka, H. Nishimura et al. // Applied Physics Letters. 2006. 88, no. 16. 161501.

[64] Correlation between laser absorption and radiation conversion efficiency in laser produced tin plasma / H. Matsukuma, A. Sunahara, T. Yanagida et al. // Applied Physics Letters. 2015. 107, no. 12. 121103.

[65] Drop deformation by laser-pulse impact / H. Gelderblom, H. Lhuissier, A. L. Klein et al. // Journal of Fluid Mechanics. 2016. 794. 676-699.

[66] Reijers S. A., Snoeijer J. H., Gelderblom H. Droplet deformation by short laser-induced pressure pulses // Journal of Fluid Mechanics. 2017. 828. 374-394.

[67] Paltauf G., Schmidt-Kloiber H. Photoacoustic cavitation in spherical and cylindrical absorbers // Applied Physics A. 1999. 68, no. 5. 525-531.

[68] Reference data for the density and viscosity of liquid copper and liquid tin / M. J. Assael, A. E. Kalyva, K. D. Antoniadis et al. // Journal of Physical and Chemical Reference Data. 2010. 39, no. 3. 033105.

[69] Reference data for the density and viscosity of liquid cadmium, cobalt, gallium, indium, mercury, silicon, thallium, and zinc / M. J. Assael, I. J. Armyra, J. Brillo et al. // Journal of Physical and Chemical Reference Data. 2012. 41, no. 3. 033101.

[70] Data L. S. H., Gibbs T. R., Popolato A. University of California Press: Berkeley. 1980.

[71] Кононенко ВН, Яценко СИ, Сухман ЛЯ. Поверхностные свойства сплавов. In-Ga и In-Sn // ЖФХ. 1972. 46. 1589.

[72] Виноходов А.Ю. Кошелев К.Н. Кривцун В.М. Кривокорытов М.С. Си-дельников Ю.В. Медведев В.В. Компанец В.О. Мельников А.А. и Чека-лин С.В. Формирование мелкодисперсной жидкометаллической мишени под действием лазерных импульсов фемто-и пикосекундной длительности для лазерного плазменного источника в экстремальном ультрафиолетовом диапазоне // Квантовая электроника. 2016. 46, № 1. 23-28.

[73] Sanders A. F., dit el Ghorr M. N., Abhari R. S. Dynamics of monodisperse micrometre-sized metal droplets at low non-dimensional wavenumbers // Experimental Thermal and Fluid Science. 2017. 86. 149-159.

[74] Expansion and Fragmentation of a Liquid-Metal Droplet by a Short Laser Pulse / S. Y. Grigoryev, B. Lakatosh, M. Krivokorytov et al. // Physical Review Applied. 2018. 10, no. 6. 064009.

[75] Grady D. The spall strength of condensed matter // Journal of the Mechanics and Physics of Solids. 1988. 36, no. 3. 353-384.

[76] Experimental investigation of liquid spall in laser shock-loaded tin / T. De Resseguier, L. Signor, A. Dragon et al. // Journal of Applied Physics. 2007. 101, no. 1. 013506.

[77] Gingold R. A., Monaghan J. J. Smoothed particle hydrodynamics: theory and application to non-spherical stars // Monthly Notices of the Royal Astronomical Society. 1977. 181, no. 3. 375-389.

[78] Канель Г.И. Савиных А.С. Гаркушин Г.В. и Разоренов С.В. Динамическая прочность расплавов олова и свинца // Письма в Журнал экспериментальной и теоретической физики. 2015. 102, № 8. 615-619.

[79] Ашитков С.И. Комаров П.С. Овчинников А.В. Струлёва Е.В. и Агра-нат М.Б. Прочность жидкого олова в условиях предельно высоких скоростей деформации при фемтосекундном лазерном воздействии // Письма в Журнал экспериментальной и теоретической физики. 2016. 103, № 8. 611-616.

[80] Davison L., Grady D. E., Shahinpoor M. High-pressure shock compression of solids II: dynamic fracture and fragmentation. 2012.

[81] Zel'Dovich Y. B., Raizer Y. P. Physics of shock waves and high-temperature hydrodynamic phenomena. 2012.

[82] Siegel E. Optical reflectivity of liquid metals at their melting temperatures // Physics and Chemistry of Liquids. 1976. 5, no. 1. 9-27.

[83] Plesset M. On the stability of fluid flows with spherical symmetry // Journal of Applied Physics. 1954. 25, no. 1. 96-98.

[84] Prosperetti A. Viscous effects on perturbed spherical flows // Quarterly of Applied Mathematics. 1977. 34, no. 4. 339-352.

[85] Rayleigh. Investigation of the Character of the Equilibrium of an Incompressible Heavy Fluid of Variable Density // Proceedings of the London Mathematical Society. 1882. s1-14, no. 1. 170-177.

[86] Taylor G. The Instability of Liquid Surfaces when Accelerated in a Direction Perpendicular to their Planes. I // Proceedings of the Royal Society of London Series A. 1950. Mar. 201, no. 1065. 192-196.

[87] Cavitation bubble dynamics inside liquid drops in microgravity / D. Obreschkow, P. Kobel, N. Dorsaz et al. // Physical review letters. 2006. 97, no. 9. 094502.