CN101276214B - 使用光子纳米喷射、利用光学计量的自动化过程控制 - Google Patents

Abstract

本发明公开了使用光子纳米喷射、利用光学计量的自动化过程控制。可使用光学计量来控制制造集群。使用制造集群在晶片上执行制造工艺。产生光子纳米喷射，它是在电介质微球体的遮蔽表面侧引起的光学强度图案。使用光子纳米喷射扫描晶片上的监测区域。随着光子纳米喷射扫描监测区域，获得来自电介质微球体的回射光的测量数据。使用获得的回射光的测量数据确定监测区域中结构的存在状态。基于监测区域中的结构的存在状态的确定结果，调节该第一制造集群的一个或多个工艺参数。

Description

使用光子纳米喷射、利用光学计量的自动化过程控制

技术领域

本申请一般涉及光学计量，并且更具体的，涉及使用光子纳米喷射(photonic nanojet)检查半导体晶片的监测区域。

背景技术

对于以集成电路(IC)装置的较小几何尺寸为目标的当前趋势，随着特征变小，IC装置特征的测量日益困难。光学显微镜方法和频谱技术已得到了充分发展。然而，传统的光学显微镜方法有根本的局限性。在使用远场区中的光场传播对目标进行成像的情形中，根本的限制是光的衍射，其将传统光学显微镜限制到相当于二分之一波长的空间分辨率，即对于可见光而言大约200nm。随着关注的问题进一步推进到纳米体系中，允许纳米级分辨率或灵敏度的成像技术的重要性已经稳步增长。

已经开发了利用倏逝(evanescent)场的近场光学技术以克服远场光学的衍射限制。特别地，称作近场扫描光学显微镜(NSOM)的邻近探针技术已经延伸到超越衍射限制的光学测量范围，并且激发了许多学科的关注，尤其是材料和生物科学。然而，低集光效率、较低的图像采集速率以及无能力对NSOM表面之下的目标进行成像或检测根本地限制了它的效用。

发明内容

在一个实施例中，可使用光学计量来控制制造集群(fabrication cluster)。在晶片上使用制造集群执行制造工艺。产生光子纳米喷射，它是电介质微球体的遮蔽侧表面处引起的光学强度图案。使用光子纳米喷射扫描晶片上的监测区域。随着光子纳米喷射扫描监测区域，获得从电介质微球体回射光的测量结果。使用获得的回射光的测量结果确定监测区域中结构的存在状态。基于监测区域中结构的存在状态，调节制造集群的一个或多个工艺参数。

附图说明

图1为示出使用光子纳米喷射确定半导体晶片监测区域中结构的存在状态的示例性工艺的流程图。

图2为光子纳米喷射测量系统的结构图。

图3a-c示出光子纳米喷射的演化图。

图4a-c示出光子纳米喷射的细化。

图5示出局部化光子纳米喷射的强度分布。

图6a-b示出用时域有限差分(FDTD)计算的微分散射截面的改变的绝对值曲线图。

图7示出纳米喷射中的结构的反向散射增强因子作为结构尺寸的函数的图。

图8a示出具有微球体的透镜聚焦作用的增强反向散射强度与经典瑞利散射强度作为尺寸参数的函数的比较图。

图8b示出反向散射增强因子(即增强的反向散射强度对经典瑞利散射强度的比率)作为尺寸参数的函数的图。

图9a-c示出对比光子纳米喷射宽的结构进行扫描的光子纳米喷射。

图10a-c示出来自图9a-c光子纳米喷射位置的测得反向散射信号的相应的图。

图11为示出使用光学计量控制生产集群的示例性工艺的流程图。

图12示出具有光子纳米喷射计量系统的自动化处理控制系统的结构图。

具体实施方式

为了提供本发明的更透彻的理解，下面的描述提出许多具体细节，例如，具体结构、参数、示例以及类似物。然而，应该认识到，这些描述并不应当作为本发明的范围的限制，而是意图提供示例性实施例的更好的描述。

图1为检查半导体晶片的监测区域的示例性工艺的流程图。在步骤102中，产生光子纳米喷射，即电介质微球体(microsphere)的遮蔽侧表面处引起的光学强度图案。参见下文中“光子纳米喷射的产生”部分以进一步讨论该步骤。

在步骤104，使用光子纳米喷射扫描监测区域。可通过使光子纳米喷射相对于晶片移动、使晶片相对于纳米喷射移动或使晶片和纳米喷射相对于彼此都进行移动而扫描监测区域。可使用移动载物台移动晶片。可使用致动器移动纳米喷射。可使用压电纳米定位系统或其它类似系统实现晶片和/或纳米喷射的微小移动。

应该认识到，可通过晶片和/或纳米喷射的连续或不连续移动来扫描监测区域。例如，可通过在监测区域上连续移动纳米喷射扫描监测区域。可替代地，可通过将纳米喷射移动至监测区域中的一个位置、停止在监测区域中的该位置之上、然后将纳米喷射移动至监测区域中的另一位置，来扫描监测区域。

在步骤106中，在使用光子纳米喷射扫描监测区域之时，从电介质微球体获得回射光的测量值。具体地，由于光子纳米喷射与晶片表面相互作用，从电介质微球体回射部分入射光。可使用检测器测量回射光，检测器可包括光电二极管、光电倍增器或其它基于分光仪的装置。

在步骤108中，使用获得的回射光的测量值确定监测区域中结构的存在状态。具体地，可使用回射光的测量值产生测量到的反向散射信号(signature)。当纳米喷射碰到监测区域中的结构时，可观察到反向散射信号中的几个数量级的改变。因此，可通过将测量到的反向散射信号与先前纳米喷射中没有结构的情况下获得的反向散射信号相比较来确定结构的存在状态。可替代的，测量到的反向散射信号可与反向散射信号库相比较，该反向散射信号库是在纳米喷射中有结构以及没有结构的情况下仿真或测量的。如果测量到的反向散射信号与纳米喷射中有结构的情况下仿真或测量到的库中的反向散射信号相匹配，则确定为结构存在。如果测量到的反向散射信号与纳米喷射中没有结构的情况下仿真或测量到的库中的反向散射信号相匹配，则确定为不存在结构。

该结构可以是任何在晶片上形成的孤立的、非周期性的、或周期性的结构，例如栅(gate)、线、接触孔、通孔、漏(drain)、周期性结构以及类似物。另外，该结构可以为外来物质(foreign matter)，例如污染微粒。通过确定该结构的存在，可评估制造工艺。例如，如果意图在晶片上的特定位置中形成结构，那么可检查该特定位置以确定该结构是否存在。如果结构不存在，那么可以检测到制造工艺中的错误(fault)。可替代地，假如晶片上的特定位置应当不被图案化，那么可检查该特定位置以确定是否存在结构，所述结构包括污染微粒。如果该结构存在，那么可检测到制造工艺中的错误或制造工艺中的污染。

除了确定监测区域中的结构的存在状态外，在一个示例性实施例中，可使用获得的回射光的测量值确定结构的高度和宽度。如上所述，可通过使用回射光的测量值产生测量到的反向散射信号。该测量到的反向散射信号可包括反向散射强度。如下面讨论的，增强的反向散射强度(纳米喷射中具有和不具有结构的情况下的反向散射强度之间的差)与结构的高度和宽度的3次幂成比例。因此，可基于增强的反向散射强度确定结构的高度和宽度。

在基于库的工艺中，可通过将测量到的反向散射信号与对应于不同高度和宽度的结构的反向散射信号的库相比较，确定结构的高度和宽度。更具体地，库中的每个反向散射信号与具有特定高度和宽度的结构相关联。当在测量到的反向散射信号和库中的反向散射信号之一之间获得匹配时，或者当测量到的反向散射信号与库中的反向散射信号之一的差值在预置标准或匹配标准之内时，则认为对应于库中的匹配反向散射信号的结构的高度和宽度为该结构的实际高度和宽度。可以对于具有不同高度和宽度的结构，仿真或预先测量库中的反向散射信号。

可替代的，可确定结构的位置。具体地，可通过与移动纳米喷射和/或晶片联合使用的定位系统确定纳米喷射在晶片上的位置。因此，当确定了结构的存在状态时，纳米喷射在晶片上的位置可用于确定该结构的位置。

为了确定比纳米喷射的宽度更大的结构的高度和宽度，扫描该大结构。图9a-c示出扫描大结构902的光子纳米喷射906。参考图9a-c，作为在电介质微球体904的遮蔽侧表面处引起的光学强度图案，产生了纳米喷射906。图10a-c示出由图9a-c的光子纳米喷射位置的测量所产生的测得反向散射信号的相应曲线图。图10a-c中的曲线图的y-轴为强度，x-轴为散射角，以度为单位。

图9a示出在大结构902的角落或边缘之上的纳米喷射906。图10a中测量到的反向散射信号对应于如图9a中所示的在部分结构902之上定位的纳米喷射906。

图9b示出在大结构902的中间之上的纳米喷射906。图10b中的测量反向散射信号对应于在大结构902之上但不是在结构的边缘之上的纳米喷射906。

图9c示出在大结构902的相反角落或边缘之上的纳米喷射906。图10c中测量到的反向散射信号对应于如图9c所示的在部分结构902之上定位的纳米喷射906。

来自定位系统的位置信息，如上讨论的，可与一组测量到的反向散射信号(例如，图10a-c中示出的信号)结合。可利用该结合信息确定大结构902在一个方向上的位置、宽度和高度。

可利用由沿扫描的各个点收集到的联合高度信息确定在一个方向中结构902的高度或不同高度。注意，可由单独的信号确定该结构的每个部分的高度。然而，结构的其它部分可能具有不同的高度。因而，可以优选地扫描整个结构以确定该结构的任何不同高度。

此外，可进行其它方向的类似扫描以确定结构902的其它尺寸。例如，假定结构902是方形的，在垂直方向上的扫描可确定结构902的其它两个边缘。将来自定位系统的位置信息与在垂直扫描中识别的边缘相结合，可确定结构902的第三维。

该描述的实施例应当作为示例性的并非限制性的；可以有任何数目的测量值来确定不同结构的尺寸。也有各种扫描能够利用的不同扫描方法，例如追踪结构的边缘。

图2为用于检查半导体晶片上的监测区域的光子纳米喷射计量系统200的结构图。在一个示例性实施例中，光子纳米喷射计量系统200包括光源202、光学透镜204、光纤214、电介质微球体216、检测器208以及处理器226。

如图2所示，光纤214的最近末端耦合至光学透镜204。光纤214的远侧末端耦合至电介质微球体216。可使用粘合剂耦合光纤214的远侧末端以及电介质微球体216。可替代地，可通过使用两个沿反向传播的CO2激光束融化光纤214的末端直接制造电介质微球体。微球体的尺寸可通过控制加热时间和/或激光能量来精确控制。

当光源202(例如连续波激光器)通过透镜204将光引入光纤214时，通过入射光210照射电介质微球体216。如将在下面更具体讨论的，然后可作为在电介质216的遮蔽侧表面侧引起的光学强度图案产生光子纳米喷射228(同样见图4和5)。容易从许多商业来源获得电介质微球体，在下面讨论电介质微球体的合适选择。

使用光子纳米喷射228扫描晶片218上的监测区域。由于光子纳米喷射228与晶片表面相互作用，部分入射光210从电介质微球体216回射。回射光212通过光纤214返回。检测器208被连接至光纤214，获得回射光212的测量值。处理器226被连接至检测器208，可通过使用获得的回射光212的测量值确定监测区域中结构的存在状态。如上所述的，反向散射信号的库232可用于确定结构的存在状态。

如图2中所示，在本示例性实施例中，可在光学透镜204和电介质微球体216之间沿光纤214设置光学循环器(circulator)206。图2中还示出，通过光学循环器206，检测器208连接至光纤214。因而，应当意识到，光纤214可以至少包括3段(即，第一段将光学透镜204连接至光学循环器206，第二段将光学循环器206连接至电介质微球体216，并且第三段将光学循环器206连接至检测器208)。在本示例性实施例中，光纤214为单模光纤。

如上所述的，晶片218可相对于光子纳米喷射228移动。因此，在本示例性实施例中，光子纳米喷射计量系统200包括载物台220，样品操作器222和载物台定位系统224。可配置样品操作器222使晶片218在载物台220上自动定位和定向。可以配置载物台220具有沿x-轴、y-轴和z-轴的移动和旋转的六个自由度。载物台220的精密对准和定位可通过载物台定位系统224控制，该系统可以是压电纳米定位系统或其它类似系统。

在本示例性实施例中，光子纳米喷射计量系统200可以包括邻近电介质微球体216的测距机230。设置测距机230以测量光子纳米喷射228和晶片218之间的距离。可替代地，由检测器208测量到的反向散射信号可用于测量光子纳米喷射216和晶片218之间的距离。具体地，在反向散射信号中的变化可与测量光子纳米喷射216和晶片218之间的距离相关。在确定光子纳米喷射228和晶片218之间的距离之后，可通过载物台定位系统224保持合适的距离。

如图2中所示，处理器226可连接至载物台220、样品操作器222、载物台定位系统224和测距仪230。可配置处理器226以使用载物台220、样品操作器222、载物台定位系统224和测距仪230来控制晶片218的移动。应当意识到，处理器226可由任意数量的处理器或控制器来实现。

光子纳米喷射的产生

已经报道了几种对于平面波照射的有限电介质圆柱的内部和近外部电磁场的空间分布的计算。参见J.F.Owen，R.K.Chang以及P.W.Barber，“Internalelectric field distributions of a dielectric cylinder at resonance wavelengths，”Opt.Lett.6，540-542(1981)；和D.S.Benincasa，P.W.Barber，J.-Z.Zhang，W.F.Hsieh和R.K.Chang，“Spatial distribution of the internal and near-field intensities of large cylindrical andspherical scatters，”Appl.Opt.26，1348-1356(1987)。这些计算显示，即使对于非共振条件，也可以沿入射轴在内部和近外部场中都存在高强度峰值。这些近场峰值的位置和强度取决于圆柱和其周围的介质之间的折射率对比以及圆柱的尺寸参数x＝kα＝2πα/λ(其中α为半径并且λ为入射波长)。已经可使用射线理论(ray theory)或电磁波散射理论的半经典界限来检测由圆柱体使倾斜入射的平面波散射中产生的内部和外部焦散(caustic)。参见C.L.Adler，J.A.Lock，B.R.Stone和C.J.Garcia，“High-order interior caustics produced in scattering of adiagonally incident plane wave by a circular cylinder，”J.Opt.Soc.Am.A 14，1305-1315(1997)和J.A.Lock，C.L.Adler和E.A.Hovenac，“Exterior caustics produced in scatteringof a diagonally incident plane wave by a circular cylinder：semiclassical scattering theoryanalysis，”J.Opt.Soc.Am.A 17，1846-1856(2000)。

采用麦克斯韦方程组的高分辨率时域有限差分(FDTD)数值解，已经检验了平面波照射电介质圆柱的内部和近外部场产生峰值的现象。已经考虑了二维(2-D)横向磁场(TM)情形，即入射磁场向量与固定横截面的无限长圆柱的轴线垂直的情况。已经研究了约500nm的光学波长和约5μm的圆柱直径。

通过计算几个均匀的、各向同性的、圆形电介质圆柱的微分散射截面并且将这些结果与基于分离变量法所得到的精确解进行比较，来验证FDTD计算机代码。吸收边界条件的理想匹配层(PML)可用于FDTD仿真以有效地终止计算网格的外部边界。对于具有1.25nm的均匀正方形单元尺寸(对于全部计算机运转，比电介质波长的百分之一更细)的FDTD空间网格，在散射角度的整个范围内，对于散射截面的结果与精确结果一致达到±1.5dB的程度。对于该一致程度，典型的计算动态范围是60dB。

图3显示的关键结果示出了当圆柱的折射率相对于包围其的介质的折射率变化时，光子纳米喷射的演变。在这种情况下，考虑了直径d＝5μm、折射率为n1的无限电介质圆柱，其嵌入折射率n2＝1.0的无限真空媒介之内。该圆柱由在媒介2中波长λ2＝500nm的向右传播的正弦平面波垂直照射。图3a、3b和3c分别显示对于n1＝3.5，2.5和1.7，正弦稳态电场的FDTD计算包络线。对于n1的每次减小，内部电场峰值明显地沿着正向朝圆柱的遮蔽侧移动。从图3(c)中的圆柱遮蔽侧表面形成的电场峰值作为强喷射状分布。光子纳米喷射既不是倏逝的也不是衍射的。它具有大约900nm的长度(稍微小于2λ2)以及约250nm(0.5λ2)的半高全宽(FWHM)腰(waist)。对于强度(定义为电场的平方)分布，其具有约200nm的腰，小于二分之一波长。对于n1～2，光子纳米喷射从该电介质圆柱的遮蔽侧表面的产生与先前通过电介质圆形圆柱由光学焦散而产生的情况基本相一致。

对于垂直入射平面波的散射，通过嵌入到无限真空媒介中的电介质圆柱产生的内部尖点焦散(cusp caustic)的尖点焦线的位置由下式给出：

F＝α(-1)^p/(2p-1-n₁). (1)

由p＝1的近距离圆柱失真尖点焦散构成的外部焦散的尖点焦线由下式给出：

f＝αn₁[2(n₁-1)]      (2)

其中α为圆柱的半径。n₁为圆柱的折射率。p代表射线轨迹的内部弦的数量，即在焦散形成之前，产生内部或外部焦散的射线族已经经历了p-1次内反射。式(1)和(2)可用于近似的预测内部电场峰值的位置和分析光子喷射的演变。

通过增大周围介质的折射率(相当于减小入射光的波长)，可使图3(c)中示出的光子喷射更薄。这在图4(a)中示出，其显示对于d＝5μm，n₁＝3.5，n₂＝2.0并且λ₂＝250nm的参数组，正弦稳态电场分布的FDTD计算包络线。图4(a)的纳米喷射具有约160nm的腰和约400nm的长度。在强度分布方面，其具有约120nm的腰，小于二分之一波长。已经确定，如果n₁/n₂和d/λ₂不从图4(a)的情况变化，则可使用d、n₁、n₂和λ₂的不同结合产生类似于图4(a)中的光子纳米喷射。这在图4(b)中示出，其显示对于d＝6μm，n₁＝2.3275，n₂＝1.33并且λ₂＝300nm的参数组，正弦稳态电场分布的FDTD计算包络线。图4(b)的纳米喷射具有约200nm的腰和约500nm的长度。在强度分布方面，其具有约130nm的腰，小于二分之一波长。作为另一实例，图4(c)示出通过d＝10μm，n₁＝2.3275，n₂＝1.33并且λ₂＝300nm的参数组合产生的纳米喷射。

除了圆柱直径从6μm增加至10μm，用于这种情况的所有参数与用于图4(b)的相同。此处，纳米喷射具有约1000nm的长度和约200nm的腰。在强度分布方面，其具有约140nm的腰，小于二分之一波长。从这些示例，通过圆柱的尺寸有效地控制纳米喷射的长度，而纳米喷射的腰由周围介质中的入射波长确定。

纳米喷射现象可容易地从2-D延伸到3-D中去，即从电介质微柱到微球体。电介质球的外部近场的空间分布的计算基于Mie理论，球坐标中麦克斯韦方程组的精确的分离变量特征函数解。假定入射平面波沿x-轴偏振并且沿z轴传播。取坐标系的原点位于球的中心。于是，单位振幅的入射波以球谐波形式展开为：

$E_{\mathrm{inc}}\left(r\right)=\underset{n=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}{i}^n\{(2n+1)/[n(n+1)\left]\right\}[M_{o1n}^{\left(1\right)}\left(r\right)-i{N}_{e1n}^{\left(1\right)}\left(r\right)]---\left(3\right)$

M和N为向量球面谐波。散射场的展开式由下式给出：

$E_{\mathrm{scat}}\left(r\right)=\underset{n=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}{i}^n\{(2n+1)/[n(n+1)\left]\right\}[i{a}_n{N}_{e\ln }^{\left(3\right)}\left(r\right)-b_n{M}_{o\ln }^{\left(3\right)}\left(r\right)]---\left(4\right)$

a_n和b_n为散射系数。附加在M和N上的上标代表球面贝塞耳方程的种类。总外部强度由下式限定：

I(r)＝|E_inc(r)+E_scat(r)|²·I(r)＝|E_inc(r)+E_scat(r)|².

图5示出从Mie级数计算沿从电介质球的遮蔽侧表面入射的方向产生的局部光子纳米喷射的强度分布，其中电介质球的折射率N₁＝1.73并且半径α＝3μm。假设该球被折射率为N＝1的真空包围并由300nm的波长照射。可观察到该光子纳米喷射的两个特征：(a)其强度高达入射平面波的强度的800倍；以及(b)它既不是倏逝的也不是衍射的。其具有大于500nm的长度，和130nm的半高全宽(FWHM)腰，小于二分之一波长(即衍射极限)。

注意，两个参数在产生光子纳米喷射中关键的。球的尺寸参数x＝kα＝2πα/λ控制纳米喷射的尺寸(包括宽度和长度)，而球与包围球的介质之间的折射率差确定了局部强度分布的位置。

纳米喷射之内的纳米粒子和纳米结构的检测

光子纳米喷射可与纳米级粒子及结构强烈地相互作用并且在从纳米级结构的反向散射信号中引起几个数量级的增强。对光子纳米喷射进一步的计算研究已证实：光子纳米喷射确实大大增强了位于纳米喷射之内的纳米级电介质微粒对光的有效反向散射。对于微柱和微球体产生的纳米喷射中，都存在纳米微粒的反向散射增强。唯一的差别在于微球体产生纳米喷射的情形比在微柱产生纳米喷射的情形中增强的数量级高得多。

图6和7示出图示了微柱中该现象的FDTD数字实验结果。特别地，是图4b的情形(d＝6μm，n₁＝2.3275，n₂＝1.33并且λ₂＝300nm)，其中正方形的n＝1.5电介质纳米粒子插入6μm圆柱的表面上光子纳米喷射的中心处。FDTD计算机代码中对于数据采用了双精度表示，以用精确的分辨率检测测试纳米粒子。图6a和6b分别绘出分别当侧面尺寸s＝5nm和s＝10nm的纳米粒子插入至光子纳米喷射的中心时，在反向散射的±10°之内FDTD计算的微分散射截面的变化的绝对值。这些图还绘出了孤立的纳米粒子的对应微分散射截面。可以看出，每个纳米粒子的有效反向散射截面增强了几个数量级，具体地，对于5nm的物体增强了～10⁴，对于10nm的物体增强了～10³。另外，10nm物体的反向散射附近的微分截面的旁瓣比5nm物体的情况更宽。这可以作为用于检测不同尺寸的纳米微粒的另一指标。图7绘出反向散射增强因子随纳米微粒尺寸变化的函数。明显的，相对于孤立纳米微粒的情况，由大得多的6μm圆柱产生的光子纳米喷射使纳米微粒的有效反向散射截面方面尺寸增加了。

下面的描述将集中在由纳米颗粒造成的微球体引起反向散射增强，所述纳米颗粒包括但不限于半导体特征和灰尘，或其它可能污染生产工艺的微粒。

公知在|m|x＜＜1的瑞利(Rayleigh)散射极限中，此处m和x分别为折射系数和小微粒的尺寸参数，瑞利散射系数由 $a_1=(-2i/3)[(m^2\⋐1)/(m^2\⋐2)]x^3$ 给出。相应的散射幅度矩阵元素为S₁＝3α₁/2和S₂＝3α₁cosθ/2，其中θ为散射角。因此无量纲的散射强度|S₁|²和|S₂|²与x⁶成比例。真实的(real)散射强度I与无散射强度|S|²的关系依据I＝|S|²/k²R²量纲，其中R为从微粒至检测器的距离。因而，在瑞利散射极限中，来自单一绝缘纳米微粒的散射强度小并且随着微粒尺寸的减小而快速下降。使用传统的光学仪器，通常不可能从单个孤立纳米微粒检测这种低程度散射强度。

适当的挑选电介质微柱或微球体，可产生明显超过激发场的局部光场的纳米喷射。通过位于纳米喷射之内的纳米微粒增强的光的反向散射，可导致与用于尺寸在100-1nm之间的微粒的经典瑞利散射分别相对应的10⁷-10¹¹之间的增强因子。该现象涉及微米级电介质球与从微球体的遮蔽侧以固定表面间距定位的纳米微粒之间的相互作用。

为了获得数据，应用普遍的多粒子Mie(GMM)理论，它是Mie理论的扩展，是多个球或粒子造成的散射的严格分析解。在Y.-L.Xu，Appl.Opt.34，4573(1995)中进一步讨论了应用普遍的多粒子Mie理论，于此并入作为参考。由于GMM充分考虑了对于多粒子任意结构的相互作用散射效应，所以它提供了计算微球体和纳米球的电磁波作用的有效方法。

根据GMM理论，对于与纳米球耦合的微球体的交互散射系数由下式给出：

$a_{\mathrm{mn}}^M=a_n^M\{p_{\mathrm{mn}}^M-\underset{v=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{\mathrm{\μ}=-v}{\overset{v}{\mathrm{\Σ}}}[a_{\mathrm{\μv}}^N{A}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)+b_{\mathrm{\μv}}^N{B}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)\left]\right\}---\left(5\right)$

$b_{\mathrm{mn}}^M=b_n^M\{q_{\mathrm{mn}}^M-\underset{v=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{\mathrm{\μ}=-v}{\overset{v}{\mathrm{\Σ}}}[a_{\mathrm{\μv}}^N{B}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)+b_{\mathrm{\μv}}^N{A}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)\left]\right\}---\left(6\right)$

上标M和N分别代表微球体和纳米球。a_n ^M和b_n ^M是对于孤立微球体的Mie散射系数。p_mn ^M和q_mn ^M为微球体的中心附近(即，在微球体的坐标系中)的入射波的展开系数。a_μv ^N和b_μv ^N为用于微球体的交互散射系数。A_mn ^μv(N，M)和B_mn ^μv(N，M)为表征从纳米球进入微球体的入射波中的散射波的向量转换系数。注意，在右侧的第一项指初始入射波，第二项指由纳米球散射的场的散射。

类似地，对于与微球体耦合的纳米球的交互散射系数由下式给出：

$a_{\mathrm{mn}}^N=a_n^N\{p_{\mathrm{mn}}^N-\underset{v=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{\mathrm{\μ}=-v}{\overset{v}{\mathrm{\Σ}}}[a_{\mathrm{\μv}}^M{A}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(M,N)+b_{\mathrm{\μv}}^M{B}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(M,N)\left]\right\}---\left(7\right)$

$b_{\mathrm{mn}}^N=b_n^N\{q_{\mathrm{mn}}^N-\underset{v=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{\mathrm{\μ}=-v}{\overset{v}{\mathrm{\Σ}}}[a_{\mathrm{\μv}}^M{B}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(M,N)+b_{\mathrm{\μv}}^N{A}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(M,N)\left]\right\}---\left(8\right)$

对于双球系统的总的散射系数由下式给出

$a_{\mathrm{mn}}=a_{\mathrm{mn}}^M+a_{\mathrm{mn}}^N\exp (-\mathrm{ikd}\cos \mathrm{\θ}),---\left(9\right)$

$b_{\mathrm{mn}}=b_{\mathrm{mn}}^M+b_{\mathrm{mn}}^N\exp (-\mathrm{ikd}\cos \mathrm{\θ}),---\left(10\right)$

此处，k＝2π/λ为波数，d为微球体与纳米球的中心间距离，θ为散射角。由此，双球系统的散射幅度由下式给出：

$S_1\left(\mathrm{\θ}\right)=\underset{n=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m=-n}{\overset{n}{\mathrm{\Σ}}}{S}_{\mathrm{mn}}[a_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}\left(\cos \mathrm{\θ}\right)+b_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}\left(\cos \mathrm{\θ}\right)],---\left(11\right)$

$S_2\left(\mathrm{\θ}\right)=\underset{n=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m=-n}{\overset{n}{\mathrm{\Σ}}}{S}_{\mathrm{mn}}[a_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}\left(\cos \mathrm{\θ}\right)+b_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}\left(\cos \mathrm{\θ}\right)],---\left(12\right)$

其中 $S_{\mathrm{mn}}=(2n+1)\frac{(n-m)!}{(n+m)!},$ ${\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}\left(\cos \mathrm{\θ}\right)=\frac{m}{\sin \mathrm{\θ}}{P}_n^m\left(\cos \mathrm{\θ}\right),$ ${\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}\left(\cos \mathrm{\θ}\right)=\frac{d}{\mathrm{d\θ}}{P}_n^m\left(\cos \mathrm{\θ}\right),$ P_n ^m(cosθ)为n次m阶(n和m为整数)第一类连带勒让德方程。在相反的方向，S₁(180°)＝-S₂(180°)，双球系统的无量纲反向散射强度由下式给出

|S(180°)|²＝|S₁(180°)|²＝|-S₂(180°)|²。

使用GMM理论，可计算微球体-纳米球系统的无量纲反向散射强度，其中具有m＝1.1的折射率的纳米球位于图5的光子纳米喷射中。微球体和纳米球之间的表面间距离为25nm。反向散射强度表示为|S|²。反向散射强度也用于孤立微球体的计算，表示为|S^M|²。因而，由纳米球引起的微球体的反向散射强度中的微扰定义为：

δ|S^M|²＝||S|²-|S^M|²|    (13)

其代表由于纳米球与微球体的相互作用，增强的纳米球的反向散射强度。

图8(a)将随着纳米球的尺寸参数变化的公式(13)的增强反向散射强度(红色实线)与孤立纳米微球的经典瑞利反向散射强度|S^N|²(蓝色虚线)相比较。图8(a)也示出微球体的透镜聚焦作用(绿色点划线)，即由于被高强度光子纳米喷射照射而得的效应。图8(b)绘出比率

即反向增强因子(红色实线)。注意到，由于独立和非独立变量的宽动态范围，所以使用了对数-对数坐标。

从图8中可观察到三个特征。第一，纳米球的增强散射强度高于其经典瑞利散射强度7-11个数量级。第二，微球体的透镜聚焦作用可为这个增强贡献几乎3个数量级。因而，观测到的超增强现象与传统的微透镜显著不同。第三，与经典瑞利散射强度相比较，该增强散射强度与纳米球的尺寸参数的较低次幂成比例。

由于微球体通过其自身的透镜聚焦作用可对增强纳米球的反向散射做贡献，所以需要额外的物理机制彻底的解释该现象。为了确认这些机制，可基于基本GMM理论进行微扰分析。由于在光子纳米喷射中存在纳米球而在微球体的散射系数中造成的微扰通过公式(5)和(6)中的第二项给出，即：

${\mathrm{\δa}}_{\mathrm{mn}}^M=-a_n^M\underset{v=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{\mathrm{\μ}=-v}{\overset{v}{\mathrm{\Σ}}}[a_{\mathrm{\μv}}^N{A}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)+b_{\mathrm{\μv}}^N{B}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)]---\left(14a\right)$

${\mathrm{\δb}}_{\mathrm{mn}}^M=-b_n^M\underset{v=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{\mathrm{\μ}=-v}{\overset{v}{\mathrm{\Σ}}}[a_{\mathrm{\μv}}^N{B}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)+b_{\mathrm{\μv}}^N{A}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μv}}(N,M)]---\left(14b\right)$

在公式(14)中，a_μv ^N和b_μv ^N为用于纳米球的交互散射系数，特征在于通过微球体散射的原始入射波和次级波的散射。为了获得a_μv ^N和b_μv ^N的简化形式，首先使用GMM理论计算微球体-纳米球系统中由纳米喷射照射的纳米球的内部电场强度分布。计算表明，相对于平面波照射导致的结果，纳米喷射照射的纳米球的内部电场强度分布增大了约800倍并且在纳米球内几乎是均匀的。

接着，计算基于其内部电场分布的、与微球体耦合的由纳米喷射照射的纳米球的远场散射强度。通过使用自由空间格林函数并且在纳米球的体积范围上积分求得纳米球的内部电场，来进行该计算。注意到，如在前面图8中看到的(绿色点划线)，该远场散射强度代表微球体的透镜聚焦作用。

基于该分析，与微球体耦合的纳米球的交互散射系数可近似写作：

$a_{\mathrm{mn}}^N\≈\sqrt{{\tilde{I}}_{\mathrm{jet}}/I_0}{a}_n^N{p}_{\mathrm{mn}}^N---\left(15\mathrm{\α}\right)$

$b_{\mathrm{mn}}^N\≈\sqrt{{\tilde{I}}_{\mathrm{jet}}/I_0}{b}_n^N{q}_{\mathrm{mn}}^N---\left(15b\right)$

其中 ${\tilde{I}}_{\mathrm{jet}}=\frac{\underset{\mathrm{\π}}{\∫}\underset{{r^2}_N}{\∫}{I}_{\mathrm{jet}}\mathrm{d\σ}}{\mathrm{\π}{r^2}_N}$ 为在纳米球的横截面上平均的光子纳米喷射的强度，I₀为原始入射波的强度，a_n ^N和b_n ^N为孤立纳米球的Mie散射系数。在瑞利散射极限|m|x＜＜1中，在公式(15)中，涉及x⁵和更高次幂的高阶Mie散射系数可以忽略。结果，可显著地简化公式(14)：

$\mathrm{\δ}{a}_{\mathrm{mn}}^M=-a_n^M\sqrt{{\tilde{I}}_{\mathrm{jet}}/I_0}{a}_n^N\underset{\mathrm{\μ}=-1}{\overset{1}{\mathrm{\Σ}}}{p}_{\mathrm{\μ}1}^N{A}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μ}1}(N,M)---\left(16a\right)$

$\mathrm{\δ}{b}_{\mathrm{mn}}^M=-b_n^M\sqrt{{\tilde{I}}_{\mathrm{jet}}/I_0}{a}_n^N\underset{\mathrm{\μ}=-1}{\overset{1}{\mathrm{\Σ}}}{p}_{\mathrm{\μ}1}^N{B}_{\mathrm{mn}}^{\mathrm{\μ}1}(N,M)---\left(16b\right)$

此处，a₁ ^N为孤立纳米球的瑞利散射系数并且由下式给出：

公式(16)的物理含义如下：(1)a₁ ^N代表孤立纳米球的瑞利散射；(2)体现由于微球体的透镜聚焦作用，从纳米球增强的散射；(3)由于微球体的透镜聚焦作用，从纳米球增强的散射场被转换到微球体的入射场，该转换通过向量转换系数A_mn ^μ1和B_mn ^μ1解决；以及(4)来自纳米球的转换散射场再次受到散射并且沿相反方向被微球体收集，其通过微球体的Mie散射系数a_n ^M和b_n ^M描述。

以公式(16)为基础，可分析通过位于光子纳米喷射中的纳米球引入的微球体的反向散射强度中的微扰。在反向中，|S(180°)|²＝|S₁(180°)|²＝|-S₂(180°)|²。微球体-纳米球系统的无量纲反向散射强度可写作：

$=\left\{\underset{n=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m=-n}{\overset{n}{\mathrm{\Σ}}}{S}_{\mathrm{mn}}\right[a_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}+b_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}\left]\right\}\·\left\{\underset{n^{\′}=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m^{\′}=-n^{\′}}{\overset{n^{\′}}{\mathrm{\Σ}}}{S}_{m^{\′}{n}^{\′}}\right[a_{m^{\′}{n}^{\′}}^{*}{\mathrm{\τ}}_{m^{\′}{n}^{\′}}+b_{m^{\′}{n}^{\′}}^{*}{\mathrm{\π}}_{m^{\′}{n}^{\′}}\left]\right\}$

$=\underset{n=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m=-n}{\overset{n}{\mathrm{\Σ}}}\underset{n^{\′}=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m^{\′}=-n^{\′}}{\overset{n^{\′}}{\mathrm{\Σ}}}{S}_{\mathrm{mn}}{S}_{m^{\′}{n}^{\′}}[a_{\mathrm{mn}}{a}_{m^{\′}{n}^{\′}}^{*}{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\τ}}_{m^{\′}{n}^{\′}}+a_{\mathrm{mn}}{b}_{m^{\′}{n}^{\′}}^{*}{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\π}}_{m^{\′}{n}^{\′}}---\left(17\right)$

$+a_{m^{\′}{n}^{\′}}^{*}{b}_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\τ}}_{m^{\′}{n}^{\′}}{\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}+b_{\mathrm{mn}}{b}_{m^{\′}{n}^{\′}}^{*}{\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\π}}_{m^{\′}{n}^{\′}}]$

$={\left|S^M\right|}^2+\mathrm{\δ}{\left|S^M\right|}^2,$

其中上标*代表复共轭，a_mn和b_mn由公式(9)和(10)给出，|S^M|²代表用于孤立微球体的无量纲反向散射强度，由下式给出：

${\left|S^M\right|}^2=\underset{n=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m=-n}{\overset{n}{\mathrm{\Σ}}}\underset{n^{\′}=1}{\overset{\∞}{\mathrm{\Σ}}}\underset{m^{\′}=n^{\′}}{\overset{n^{\′}}{\mathrm{\Σ}}}{S}_{\mathrm{mn}}{S}_{m^{\′}{n}^{\′}}[a_n^M{p}_{\mathrm{mn}}^M{a}_{n^{\′}}^{M^{*}}{p}_{m^{\′}{n}^{\′}}^{M^{*}}{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\τ}}_{m^{\′}{n}^{\′}}+a_{\mathrm{mn}}{p}_{\mathrm{mn}}^M{b}_{n^{\′}}^{M^{*}}{q}_{m^{\′}{n}^{\′}}^{M^{*}}{\mathrm{\τ}}_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\π}}_{m^{\′}{n}^{\′}}$

$+a_{n^{\′}}^{M^{*}}{p}_{m^{\′}{n}^{\′}}^{M^{*}}{b}_n^M{q}_{\mathrm{mn}}^M{\mathrm{\τ}}_{m^{\′}{n}^{\′}}{\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}+b_n^M{q}_{\mathrm{mn}}^M{b}_{n^{\′}}^{M^{*}}{q}_{m^{\′}{n}^{\′}}^{M^{*}}{\mathrm{\π}}_{\mathrm{mn}}{\mathrm{\π}}_{m^{\′}{n}^{\′}},---\left(18\right)$

并且δ|S^M|²代表通过位于光子纳米喷射中的纳米球引入的微球体的无量纲反向散射强度中的微扰。

将公式(9)、(10)和(16)代入到δ|S^M|²并且忽略包括在δa_mn ^M和δb_mn ^M的乘积中的高阶项，得到：

$\mathrm{\δ}{\left|S^M\right|}^2\≈(2/3)[(m^2-1)/(m^2+2)]\sqrt{{\tilde{I}}_{\mathrm{jet}}/I_0}{F}^M\left(\mathrm{kd}\right)x^3,---\left(19\right)$

其中，x为纳米球的尺寸参数，F^M对于给定的微球体是kd的函数，kd由下式给出：

$\mathrm{kd}=\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}(r_M+r_N+\mathrm{\Δ})---\left(20\right)$

其中r_M是微球体的半径，r_N是纳米球的半径，并且Δ为微球体和纳米球之间的表面间距离。对于在瑞利极限中的小纳米球，

$\mathrm{kd}\≈\frac{2\mathrm{\π}}{\mathrm{\λ}}(r_M+\mathrm{\Δ}).---\left(21\right)$

因而，对于固定波长和微球体与纳米球之间的固定表面间距离，F^M(kd)近似常数。结果，δ|S^M|²近似与纳米球的尺寸参数的三次幂成比例。对于微球体，F^M(kd)具有10⁴的数量级。

注意，此处分析的纳米喷射引起的电介质微球体在物理机制方面显著不同于传统微透镜。它是反向散射检测系统，与成像透镜系统相反。结果，它不受通常的衍射极限影响。通过纳米和微球体之间彼此相互作用，增强了相邻纳米球的有效反向散射。纳米粒子首先通过从微球体产生的光子纳米喷射激发，并且如由纳米喷射的强度确定的，它的散射强度增加了两个数量级。由纳米喷射激发的纳米粒子产生的散射场传播进入微球体，通过作为组合系统的一部分的纳米粒子导致光的非瑞利反向散射。该交互作用使得来自纳米喷射激发的纳米粒子的反向散射强度额外增大了4到9个数量级。

自动化处理控制

图11示出使用光学计量控制造集群的示例性工艺1100。在步骤1102中，使用生产集群，在晶片上执行制造工艺。在步骤1104中，产生光子纳米喷射，它是在电介质微球体的遮蔽侧表面导致的光学强度图案。在步骤1106中，使用光子纳米喷射扫描晶片的监测区域。在步骤1108中，随着光子纳米喷射扫描监测区域，从电介质微球体获得回射光的测量结果。在步骤1110中，使用得到的回射光的测量结果，确定监测区域中结构的存在状态。在步骤1112中，基于对监测区域中结构的存在状态的确定，调节制造集群的一个或更多工艺参数。

如上所述，除了确定监测区域中结构的存在状态，还可使用获得的回射光的测量结果确定结构的高度和宽度。在一个示例性实施例中，基于确定的监测区域中的结构的高度和宽度，调节制造集群的一个或多个制造参数。

在一个示例性实施例中，使用第一制造集群执行步骤1102中的制造工艺，并且在步骤1112中调节的一个或多个工艺参数是在第一制造集群中的这些参数。基于对监测区域中结构的存在状态的测量结果，也可调节第二制造集群的一个或多个参数。另外，当确定结构的高度和宽度时，可基于确定的监测区域中的结构的高度和宽度，来调节第一制造集群和/或第二制造集群的一个或多个工艺参数。第二制造集群可先于第一制造工艺处理晶片。可替代的，第二制造集群也可在第一制造集群之后处理晶片。

图12示出一种使用光学计量控制制造集群的示例系统1200。系统1200包括第一制造集群1204、光子纳米喷射计量系统1208和计量处理器1220。在一个示例性实施例中，系统1200还包括第二制造集群1214和光子纳米喷射计量系统1218。

如图12中所示，光子纳米计量系统1208可以是计量集群1206的元件，光子纳米计量系统1218可以是计量集群1216的元件。制造集群1204和计量集群1206可以是第一制造系统1202的元件，制造集群1214和计量集群1216可以是第二制造系统1212的元件。

第一制造集群1204被配置为在晶片上执行制造工艺。同样，第二制造集群1214也被配置为在晶片上执行制造工艺。例如，可配置第一制造集群1204和第二制造集群1214以执行光刻、刻蚀、热处理、金属化、注入、化学气相沉积、化学机械抛光等。

第二制造集群1214可先于第一制造集群1204处理晶片。例如，可配置第一制造集群1204以执行光刻工艺的显影步骤。可配置第二制造集群1214以执行曝光步骤，其在光刻步骤的显影步骤之前执行。可替代的，第二制造集群1214也可在第一制造集群1204之后处理晶片。例如，可配置第一制造集群1204以执行光刻步骤的显影步骤。可配置第二制造集群1214以执行刻蚀步骤，其在光刻步骤的显影步骤之后执行。

光子纳米喷射计量系统1208和1218可配置为确定晶片上监测区域中结构的存在状态。如上所述，除了确定监测区域中的结构的存在状态以外，还可配置光子纳米喷射计量系统1208和1218以确定结构的高度和宽度。光子纳米喷射计量系统1208和1218可与图2中示出的光子纳米计量系统200相同或相似。

计量处理器1220连接至第一制造集群1204和光子纳米喷射计量系统1208。配置计量处理器1220以基于对监测区域中结构的存在状态的测量结果来调节第一制造集群1204的一个或多个工艺参数。计量处理器1220也可连接至第二制造集群1214和光子纳米计量系统1218。可配置计量处理器1220以基于对监测区域中结构的存在状态的测量结果来调节第二制造集群1214的一个或多个工艺参数。另外，当确定了结构的高度和宽度时，可配置计量处理器1220以基于监测区域中所确定的高度和宽度来调节第一制造集群1202和/或第二制造集群1214的一个或多个工艺参数。

如图12中所示，示例系统1200可包括计量数据源1222。在一个示例性实施例中，计量数据源1222可包括计量工具的脱机集群，例如反射计、椭偏仪、扫描电子显微镜(SEM)、光子纳米喷射计量系统等。计量数据源1222也可包括远程数据服务器、远程处理器或提供计量数据的站点，所述站点可包括反向散射信号库。

同样如图12所示，示例系统1200可包括计量数据存储器1224。在一个示例性实施例中，计量数据存储器1224可包括被光子纳米喷射计量系统1208和/或光子纳米喷射计量系统1218使用的反向散射信号库。计量数据存储器1224可包括通过光子纳米喷射计量系统1208和/或光子纳米喷射计量系统1218确定的结构的存在状态和/或高度及宽度。

尽管为了清楚的理解起见，已经较详细的描述了上述发明，但显然可在所附权利要求的范围之内进行某些改变和变型。因而，描述的实施例应作为示意性的并非限制性的，并且发明不应限制于此处给出的细节而是应当由权利要求及其等价物的全部范围定义。

Claims (24)

1.一种对半导体晶片的监测区域进行检查的方法，包括：

产生光子纳米喷射，其中，所述光子纳米喷射为在电介质微球体的遮蔽侧表面引起的光学强度图案；

使用所述光子纳米喷射扫描所述监测区域；

随着使用所述光子纳米喷射扫描所述监测区域，获得来自所述电介质微球体的回射光的测量结果；以及

使用获得的回射光的测量结果，确定所述监测区域中结构的存在状态，其中，所述结构选自由栅、线、接触孔、通孔、漏和周期性结构构成的组，或者是杂质粒子。

2.根据权利要求1的方法，进一步包括：

确定所述监测区域中所述结构的位置。

3.根据权利要求1的方法，进一步包括：

使用获得的回射光的测量结果，确定所述监测区域中所述结构的高度和宽度。

4.根据权利要求3中的方法，其中，确定结构的高度和宽度包括：

使用所述回射光的测量结果，产生测得反向散射信号；

从反向散射信号以及对应结构的高度和宽度的库，确定对于所述测得反向散射信号的匹配反向散射信号；以及

将所述监测区域中所述结构的高度和宽度确定为来自所述库的所述匹配散射信号的相应的高度和宽度。

5.根据权利要求1的方法，其中，所述光子纳米喷射是使用连续波激光产生的。

6.一种使用光学计量对制造集群进行控制的方法，包括：

使用第一制造集群在半导体晶片上执行制造工序；

产生光子纳米喷射，其中，所述光子纳米喷射为在电介质微球体的遮蔽侧表面引起的光学强度图案；

使用所述光子纳米喷射扫描所述晶片的监测区域；

随着使用所述光子纳米喷射扫描所述监测区域，获得来自所述电介质微球体的回射光的测量结果；

使用获得的回射光的测量结果，确定所述监测区域中结构的存在状态；

以及

基于所述监测区域中结构存在状态的确定结果，调节所述第一制造集群的一个或多个工艺参数，

其中，所述结构选自由栅、线、接触孔、通孔、漏和周期性结构构成的组，或者是杂质粒子。

7.根据权利要求6的方法，进一步包括：

使用获得的所述回射光的测量结果确定所述监测区域中的所述结构的高度和宽度；和

基于所述监测区域中确定的结构的高度和宽度，调节所述第一制造集群的一个或多个工艺参数。

8.根据权利要求7的方法，进一步包括：

基于所述监测区域中确定的结构的高度和宽度，调节第二制造集群的一个或多个工艺参数。

9.根据权利要求6的方法，进一步包括：

基于所述监测区域中结构存在状态的确定结果，调节第二制造集群的一个或多个工艺参数。

10.根据权利要求8或9的方法，其中，所述第二制造集群先于所述第一制造集群处理晶片。

11.根据权利要求8或9的方法，其中，所述第二制造集群在所述第一制造集群之后处理晶片。

12.一种系统，用于针对结构的存在状态对半导体晶片的监测区域进行检查，所述系统包括：

光源；

光纤；

光学透镜，其耦合至所述光纤的近端；

电介质微球体，其耦合至所述光纤的远端，其中，作为在电介质微球体的遮蔽侧表面引起的光学强度图案而产生光子纳米喷射；和

连接至所述光纤的检测器，其中，所述检测器被配置为获得来自所述电介质微球体的回射光的测量结果；和

连接至所述检测器的处理器，其中，所述处理器被配置为使用获得的回射光的测量结果确定所述监测区域中所述结构的存在状态，其中，所述结构选自由栅、线、接触孔、通孔、漏和周期性结构构成的组，或者是杂质粒子。

13.根据权利要求12的系统，进一步包括：

连接至所述光纤的光学循环器，其中，所述检测器通过所述光学循环器连接至所述光纤，并且其中，所述光学循环器被配置为将通过光纤传输的回射光从所述电介质微球体发送至所述检测器。

14.根据权利要求12的系统，其中，所述系统进一步包括：

邻近所述电介质微球体设置的测距仪，其中，所述测距仪被配置为测量所述晶片与所述光子纳米喷射之间的距离。

15.根据权利要求12的系统，其中，所述处理器被进一步配置为确定所述监测区域中所述结构的高度和宽度。

16.根据权利要求15的系统，进一步包括：

反向散射信号以及对应的结构的高度和宽度的库。

17.根据权利要求16的系统，其中，所述处理器被配置为：

使用回射光的测量结果产生测得反向散射信号；

从所述库确定对于所述测得反向散射信号的匹配反向散射信号；以及

将所述监测区域中所述结构的高度和宽度确定为来自所述库的所述匹配散射信号的相应的高度和宽度。

18.根据权利要求12的系统，其中，所述光源为连续波激光。

19.一种使用光学计量对制造集群进行控制的系统，包括：

第一制造集群，其被配置成在晶片上执行制造工序；

光源；

光纤；

光学透镜，其耦合至所述光纤的近端；

电介质微球体，其耦合至所述光纤的远端，其中，作为在电介质微球体的遮蔽侧表面引起的光学强度图案而产生光子纳米喷射；

连接至所述光纤的检测器，其中，所述检测器被配置为获得来自所述电介质微球体的回射光的测量结果；

连接至所述检测器的处理器，其中，所述处理器被配置为使用获得的回射光的测量结果确定所述晶片上的监测区域中结构的存在状态；以及

计量处理器，其连接至所述第一制造集群，其中，所述计量处理器被配置为基于所述监测区域中所述结构的存在状态的确定结果，调节所述第一制造集群的一个或多个工艺参数，

其中，所述结构选自由栅、线、接触孔、通孔、漏和周期性结构构成的组，或者是杂质粒子。

20.根据权利要求19的系统，其中，所述计量处理器被配置成：

使用获得的所述回射光的测量结果确定所述监测区域中的所述结构的高度和宽度；和

基于所述监测区域中确定的结构的高度和宽度，调节所述第一制造集群的一个或多个工艺参数。

21.根据权利要求20的系统，还包括：

第二制造集群，其中，所述计量处理器被配置为：基于所述监测区域中确定的所述结构的高度和宽度，调节所述第二制造集群的一个或多个工艺参数。

22.根据权利要求19的系统，还包括：

第二制造集群，其中，所述计量处理器被配置为基于所述监测区域中结构存在状态的确定结果，调节所述第二制造集群的一个或多个工艺参数。

23.根据权利要求21或22的系统，其中，所述第二制造集群先于所述第一制造集群处理晶片。

24.根据权利要求21或22的系统，其中，所述第二制造集群在所述第一制造集群之后处理晶片。

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