Elektronenstrahllithographie

Die Elektronenstrahllithografie (oft abgekürzt als E-Beam-Lithografie oder EBL ) ist ein Verfahren, bei dem ein fokussierter Elektronenstrahl über eine Oberfläche geführt wird, um dort spezifische Formen auf einem mit einem elektronenempfindlichen Film, dem sogenannten Resist , bedeckten Substrat zu erzeugen (Belichtung). ^{[ 1 ]} Der Elektronenstrahl verändert die Löslichkeit des Resists, wodurch die belichteten oder unbelichteten Bereiche des Resists durch Eintauchen in ein Lösungsmittel selektiv entfernt werden können (Entwicklung). Wie bei der Fotolithografie besteht das Ziel darin, sehr kleine Strukturen im Resist zu erzeugen, die anschließend , häufig durch Ätzen , auf das Substratmaterial übertragen werden können .

Der Hauptvorteil der Elektronenstrahllithografie liegt in der Möglichkeit, kundenspezifische Strukturen (Direktschreiben) mit einer Auflösung unter 10  nm zu erzeugen . Diese maskenlose Lithografie zeichnet sich durch hohe Auflösung, aber geringen Durchsatz aus, wodurch ihr Einsatz auf die Herstellung von Fotomasken , die Kleinserienfertigung von Halbleiterbauelementen sowie Forschung und Entwicklung beschränkt ist .

In der Halbleiterfertigung, insbesondere für die Herstellung von Fotomasken , aber auch in der Nanotechnologie , werden hauptsächlich drei EBL-Verfahren eingesetzt: Gaußscher Strahl (oder Graustrahl), Strahl mit variabler Form (einschließlich Zeichenprojektion) und Mehrstrahlverfahren.

In kommerziellen Anwendungen eingesetzte Elektronenstrahllithographiesysteme sind dedizierte Elektronenstrahl-Schreibsysteme, die sehr teuer sind (über 1 Mio. US-Dollar). Für Forschungszwecke ist es üblich, ein Elektronenmikroskop mithilfe relativ kostengünstiger Zubehörteile (unter 100.000 US-Dollar) in ein Elektronenstrahllithographiesystem umzubauen. Solche umgebauten Systeme erreichen seit mindestens 1990 Linienbreiten von etwa 20 nm, während aktuelle dedizierte Systeme Linienbreiten in der Größenordnung von 10 nm oder weniger erzielen.

Elektronenstrahllithographiesysteme lassen sich sowohl nach Strahlform als auch nach Strahlablenkungsstrategie klassifizieren. Ältere Systeme verwendeten gaußförmige Strahlen, die rasterförmig abgetastet wurden . Neuere Systeme nutzen geformte Strahlen, die an verschiedene Positionen im Schreibfeld abgelenkt werden können (auch als „Vektorabtastung“ bekannt).

Systeme mit geringerer Auflösung können thermionische Quellen (Kathode) verwenden, die üblicherweise aus Lanthanhexaborid bestehen . Systeme mit höheren Auflösungsanforderungen benötigen jedoch Feldemissionsquellen , wie beispielsweise erhitztes W/ZrO₂, _um eine geringere Energieverteilung und höhere Leuchtdichte zu erzielen. Thermische Feldemissionsquellen werden trotz ihres etwas größeren Strahldurchmessers kalten Emissionsquellen vorgezogen, da sie über typische Belichtungszeiten von mehreren Stunden eine bessere Stabilität bieten.

Es können sowohl elektrostatische als auch magnetische Linsen verwendet werden. Elektrostatische Linsen weisen jedoch mehr Abbildungsfehler auf und eignen sich daher nicht für die Feinfokussierung. Derzeit existiert kein Verfahren zur Herstellung achromatischer Elektronenstrahllinsen, weshalb für die Feinfokussierung extrem geringe Streuungen der Elektronenstrahlenergie erforderlich sind.

Für sehr kleine Strahlablenkungen werden typischerweise elektrostatische Ablenklinsen verwendet; größere Strahlablenkungen erfordern ein elektromagnetisches Scannen. Aufgrund der Ungenauigkeit und der endlichen Anzahl von Schritten im Belichtungsraster liegt die Größe des Schreibfelds in der Größenordnung von 100 Mikrometern bis 1 Millimeter. Größere Muster erfordern Positionierbewegungen des Objekttisches. Ein präziser Objekttisch ist entscheidend für das Zusammenfügen (exaktes Aneinanderreihen der Schreibfelder) und die Musterüberlagerung (Ausrichten eines Musters an einem zuvor erstellten Muster).

Die Mindestzeit, um eine bestimmte Fläche mit einer bestimmten Dosis (gemessen in Coulomb /cm ² ) zu belichten, ergibt sich aus der folgenden Formel: ^{[ 2 ]}

${\displaystyle D\cdot A=T\cdot I\,}$

Hierbei ist die Belichtungszeit (kann unterteilt werden in Belichtungszeit/Schrittweite), der Strahlstrom (gemessen in Ampere ), die Dosis und die bestrahlte Fläche (in cm² ⁾ . ${\displaystyle T}$${\displaystyle I}$${\displaystyle D}$${\displaystyle A}$

Die Elektronenstrahllithografie eignet sich aufgrund ihres geringen Durchsatzes nicht für die Massenfertigung. Das kleinere Belichtungsfeld der Elektronenstrahllithografie führt im Vergleich zur Fotolithografie (dem aktuellen Standard) zu einer sehr langsamen Strukturerzeugung, da mehr Belichtungsfelder abgetastet werden müssen, um die endgültige Strukturfläche zu erzeugen (≤ mm² ^bei Elektronenstrahllithografie gegenüber ≥ 40 mm² ^bei einem optischen Maskenprojektionsscanner). Der Probentisch bewegt sich zwischen den einzelnen Abtastvorgängen. Das Elektronenstrahlfeld ist so klein, dass beispielsweise für die Strukturierung einer Fläche von 26 mm × 33 mm eine Raster- oder Serpentinenbewegung des Probentisches erforderlich ist, während bei einem Fotolithografiescanner lediglich eine eindimensionale Bewegung eines 26 mm × 2 mm großen Schlitzfelds notwendig wäre.

Aktuell ist ein optisches maskenloses Lithographieverfahren [ ^{3 ] wesentlich} schneller als ein Elektronenstrahlverfahren, das bei gleicher Auflösung für die Fotomaskenstrukturierung eingesetzt wird.

Mit abnehmender Strukturgröße sinkt auch die Anzahl der einfallenden Elektronen bei gleichbleibender Dosis. Sobald diese Anzahl etwa 10.000 erreicht, dominieren Schrotrauscheneffekte , was zu erheblichen natürlichen Dosisschwankungen innerhalb einer großen Strukturpopulation führt. Da sich die Strukturfläche mit jedem nachfolgenden Prozessschritt halbiert, muss sich die Mindestdosis verdoppeln, um das gleiche Rauschniveau beizubehalten. Folglich halbiert sich der Anlagendurchsatz mit jedem nachfolgenden Prozessschritt.

Anmerkung: 1 ppm der Population liegt etwa 5 Standardabweichungen vom Mittelwert der Dosis entfernt.

Ref.: SPIE Proc. 8683-36 (2013)

Das Schrotrauschen ist selbst bei der Maskenherstellung ein wichtiger Faktor. Beispielsweise werden für kommerzielle Masken-Elektronenstrahlresists wie FEP-171 Dosen von weniger als 10 μC/cm² verwendet ^[ 4 ^{] [ 5 ] , was} jedoch selbst bei einer Zielgröße von ca. 200 nm auf der Maske zu einem deutlichen Schrotrauschen führt ^{[ 6 ] [ 7 ]} . Die Abweichung der kritischen Abmessung (CD) kann bei Strukturen unter 20 nm im Bereich von 15–20 % liegen ^{[ 8 ] [ 9 ].}

Trotz der hohen Auflösung der Elektronenstrahllithografie wird die Entstehung von Defekten während dieses Prozesses von Anwendern oft nicht beachtet. Defekte lassen sich in zwei Kategorien einteilen: datenbezogene und physikalische Defekte.

Datenbezogene Fehler lassen sich in zwei Unterkategorien einteilen. „Ausblendung“ oder „Ablenkungsfehler“ treten auf, wenn der Elektronenstrahl nicht wie vorgesehen abgelenkt wird, während „Formungsfehler“ in Systemen mit variabler Strahlform auftreten, wenn die falsche Strahlform auf die Probe projiziert wird. Diese Fehler können entweder von der elektronenoptischen Steuerungshardware oder von den gespeicherten Eingangsdaten herrühren. Wie zu erwarten, sind größere Datendateien anfälliger für datenbezogene Fehler.

Physikalische Defekte sind vielfältiger und können Probenaufladung (positiv oder negativ), Fehler bei der Rückstreuberechnung, Dosierungsfehler, Nebelbildung (langreichweitige Reflexion rückgestreuter Elektronen), Ausgasung, Kontamination, Strahldrift und Partikel umfassen. Da die Schreibzeit bei der Elektronenstrahllithografie leicht einen Tag überschreiten kann, treten „zufällig“ auftretende Defekte häufiger auf. Auch hier gilt: Größere Datendateien bieten mehr Möglichkeiten für Defekte.

Die meisten Fotomaskendefekte entstehen während der Elektronenstrahllithographie, die zur Musterdefinition eingesetzt wird.

Die primären Elektronen des einfallenden Strahls verlieren beim Eintritt in ein Material durch inelastische Streuung oder Stöße mit anderen Elektronen Energie. Bei einem solchen Stoß lässt sich der Impulsübertrag vom einfallenden Elektron auf ein Atom-Elektron wie folgt ausdrücken ^{[ 10 ]} , wobei b der minimale Abstand zwischen den Elektronen und v die Geschwindigkeit des einfallenden Elektrons ist. Die durch den Stoß übertragene Energie ist gegeben durch , wobei m die Elektronenmasse und E die Energie des einfallenden Elektrons ist, gegeben durch . Durch Integration über alle Werte von T zwischen der niedrigsten Bindungsenergie E₀ und der einfallenden Energie erhält man, dass der gesamte Wirkungsquerschnitt für den Stoß umgekehrt proportional zur einfallenden Energie und proportional zu 1/E₀ _– 1/E ist . Im Allgemeinen gilt _E >> E₀ _, sodass das Ergebnis im Wesentlichen umgekehrt proportional zur Bindungsenergie ist. ${\displaystyle dp=2e^{2}/bv}$${\displaystyle T=(dp)^{2}/2m=e^{4}/Eb^{2}}$${\displaystyle E=(1/2)mv^{2}}$${\displaystyle E}$

Wendet man denselben Integrationsansatz an, jedoch im Bereich von _2E₀ bis E , _so ergibt sich durch Vergleich der Wirkungsquerschnitte, dass die Hälfte der inelastischen Stöße der einfallenden Elektronen Elektronen mit einer kinetischen Energie größer als E₀ erzeugt . Diese Sekundärelektronen sind in der Lage, Bindungen (mit der Bindungsenergie E₀ ₎ in einiger Entfernung vom ursprünglichen Stoßort zu spalten. Zusätzlich können sie weitere Elektronen mit niedrigerer Energie erzeugen, was zu einer Elektronenkaskade führt . Daher ist es wichtig, den signifikanten Beitrag der Sekundärelektronen zur Verteilung der Energiedeposition zu berücksichtigen.

Im Allgemeinen gilt für ein Molekül AB: ^{[ 11 ]}

e ⁻ + AB → AB ⁻ → A + B ⁻

Diese Reaktion, auch bekannt als „ Elektronenanlagerung “ oder „dissoziative Elektronenanlagerung“, tritt höchstwahrscheinlich auf, nachdem das Elektron praktisch zum Stillstand gekommen ist, da es sich dann am einfachsten einfangen lässt. Der Wirkungsquerschnitt für die Elektronenanlagerung ist bei hohen Energien umgekehrt proportional zur Elektronenenergie, nähert sich aber bei null Energie einem maximalen Grenzwert. ^{[ 12 ]} Andererseits ist bereits bekannt, dass die mittlere freie Weglänge bei den niedrigsten Energien (wenige bis einige eV oder weniger, wo die dissoziative Anlagerung signifikant ist) deutlich über 10 nm liegt, ^{[ 13 ] [ 14 ]} was die Möglichkeit, in diesem Bereich konsistent eine hohe Auflösung zu erzielen, einschränkt.

Mit der heutigen Elektronenoptik lassen sich Elektronenstrahlbreiten routinemäßig auf wenige Nanometer reduzieren. Dies wird hauptsächlich durch Aberrationen und Raumladung begrenzt . Die Auflösungsgrenze für Strukturen wird jedoch nicht durch die Strahlbreite, sondern durch die Vorwärtsstreuung (bzw. die effektive Strahlverbreiterung) im Fotolack bestimmt , während die Auflösungsgrenze für die Teilungsbreite durch die Laufzeit der Sekundärelektronen im Fotolack festgelegt wird . ^{[ 15 ] [ 16 ]} Dies wurde 2007 durch eine Demonstration der Doppelstrukturierung mittels Elektronenstrahllithografie bei der Herstellung von Zonenplatten mit 15 nm Halbteilung deutlich. ^{[ 17 ]} Obwohl eine 15-nm-Struktur aufgelöst werden konnte, war eine Teilungsbreite von 30 nm aufgrund der Sekundärelektronenstreuung an der benachbarten Struktur weiterhin schwierig zu realisieren. Durch die Verwendung der Doppelstrukturierung konnte der Abstand zwischen den Strukturen so groß gestaltet werden, dass die Sekundärelektronenstreuung deutlich reduziert wurde.

Die Vorwärtsstreuung lässt sich durch die Verwendung hochenergetischer Elektronen oder dünnerer Fotolackschichten verringern, die Erzeugung von Sekundärelektronen ist jedoch unvermeidlich. Es ist bekannt, dass niederenergetische Elektronen in isolierenden Materialien wie PMMA beträchtliche Strecken zurücklegen können (mehrere Nanometer sind möglich). Dies liegt daran, dass unterhalb des Ionisationspotenzials der Energieverlust hauptsächlich über Phononen und Polaronen erfolgt . Obwohl letzteres im Wesentlichen ein Effekt des Ionengitters ist ^{[ 18 ]} , kann Polaronensprung bis zu 20 nm weit reichen ^{[ 19 ]} . Die Flugstrecke von Sekundärelektronen ist keine physikalisch exakt abgeleitete Größe, sondern ein statistischer Parameter, der häufig anhand zahlreicher Experimente oder Monte-Carlo-Simulationen bis zu Energien unter 1 eV bestimmt wird. Dies ist notwendig, da die Energieverteilung der Sekundärelektronenmaxima deutlich unter 10 eV liegt ^{[ 20 ]} . Daher wird die Auflösungsgrenze üblicherweise nicht als fester Wert wie bei einem optisch beugungsbegrenzten System angegeben . ^{[ 15 ]} Wiederholbarkeit und Kontrolle an der praktischen Auflösungsgrenze erfordern oft Überlegungen, die nicht mit der Bildentstehung zusammenhängen, z. B. die Resistentwicklung und intermolekulare Kräfte.

Eine Studie des College für Nanotechnologie, Naturwissenschaften und Ingenieurwesen, die auf dem EUVL- Workshop 2013 vorgestellt wurde, zeigte, dass Elektronen mit Energien von 50–100 eV, gemessen an der Elektronenunschärfe, problemlos über 10 nm Resistdicke in PMMA oder einem kommerziellen Resist hinaus eindringen können. Darüber hinaus ist eine dielektrische Durchschlagsentladung möglich. ^{[ 21 ]} Neuere Studien haben gezeigt, dass 20 nm Resistdicke von niederenergetischen Elektronen (bei ausreichender Dosis) durchdrungen werden können und dass die Elektronenstrahllithografie mit Halbpitch-Strukturen unter 20 nm bereits eine doppelte Strukturierung erfordert. ^{[ 22 ] [ 23 ]}

Stand 2022 erreicht ein hochmoderner Elektronen-Mehrstrahlschreiber eine Auflösung von etwa 20 nm. ^{[ 24 ] [ 25 ]}

In addition to producing secondary electrons, primary electrons from the incident beam with sufficient energy to penetrate the resist can be multiply scattered over large distances from underlying films and/or the substrate. This leads to exposure of areas at a significant distance from the desired exposure location. For thicker resists, as the primary electrons move forward, they have an increasing opportunity to scatter laterally from the beam-defined location. This scattering is called "forward scattering". Sometimes the primary electrons are scattered at angles exceeding 90 degrees, i.e., they no longer advance further into the resist. These electrons are called "backscattered electrons" and have the same effect as long-range flare in optical projection systems. A large enough dose of backscattered electrons can lead to complete exposure of resist over an area much larger than defined by the beam spot.

The smallest features produced by electron-beam lithography have generally been isolated features, as nested features exacerbate the proximity effect, whereby electrons from exposure of an adjacent region spill over into the exposure of the currently written feature, effectively enlarging its image, and reducing its contrast, i.e., difference between maximum and minimum intensity. Hence, nested feature resolution is harder to control. For most resists, it is difficult to go below 25 nm lines and spaces, and a limit of 20 nm lines and spaces has been found.^[26] In actuality, though, the range of secondary electron scattering is quite far, sometimes exceeding 100 nm,^[27] but becoming very significant below 30 nm.^[28]

The proximity effect is also manifest by secondary electrons leaving the top surface of the resist and then returning some tens of nanometers distance away.^[29]

Proximity effects (due to electron scattering) can be addressed by solving the inverse problem and calculating the exposure function E(x,y) that leads to a dose distribution as close as possible to the desired dose D(x,y) when convolved by the scattering distribution point spread functionPSF(x,y). However, it must be remembered that an error in the applied dose (e.g., from shot noise) would cause the proximity effect correction to fail.

Da Elektronen geladene Teilchen sind, laden sie das Substrat tendenziell negativ auf, sofern sie nicht schnell einen Weg zur Masse finden. Bei einem hochenergetischen Elektronenstrahl, der auf einen Siliziumwafer trifft , stoppen praktisch alle Elektronen im Wafer, wo sie einen Weg zur Masse finden. Bei einem Quarzsubstrat wie einer Fotomaske benötigen die eingebetteten Elektronen jedoch deutlich länger, um zur Masse zu gelangen. Oft kann die negative Ladung des Substrats durch eine positive Oberflächenladung aufgrund von Sekundärelektronenemission ins Vakuum kompensiert oder sogar übertroffen werden. Eine dünne leitende Schicht ober- oder unterhalb des Fotolacks ist bei hochenergetischen Elektronenstrahlen (50 keV oder mehr) im Allgemeinen nur bedingt nützlich, da die meisten Elektronen die Schicht durchdringen und in das Substrat eindringen. Die Ladungsableitungsschicht ist im Allgemeinen nur bei Energien um oder unter 10 keV sinnvoll, da der Fotolack dünner ist und die meisten Elektronen entweder im Fotolack oder nahe der leitenden Schicht stoppen. Aufgrund ihres hohen Flächenwiderstands , der zu einer ineffektiven Erdung führen kann, ist ihre Verwendung jedoch begrenzt.

Die Reichweite der niederenergetischen Sekundärelektronen (der größten Komponente der freien Elektronenpopulation im Resist-Substrat-System), die zur Aufladung beitragen können, ist nicht konstant, sondern kann zwischen 0 und bis zu 50 nm variieren (siehe Abschnitt „ Neue Grenzen und extreme Ultraviolett-Lithographie “). Daher ist die Resist-Substrat-Aufladung nicht reproduzierbar und schwer konsistent zu kompensieren. Negative Aufladung lenkt den Elektronenstrahl vom geladenen Bereich weg, positive Aufladung lenkt ihn zum geladenen Bereich hin ab.

Da die Spaltungseffizienz im Allgemeinen um eine Größenordnung höher ist als die Vernetzungseffizienz, vernetzen die meisten Polymere, die für die Positiv-Elektronenstrahllithografie verwendet werden, bei Dosen, die um eine Größenordnung höher sind als die zur Spaltung des Polymers bei der Positiv-Belichtung verwendeten Dosen, ebenfalls (und werden dadurch negativ). Im Fall von PMMA entspricht die Gradientenkurve bei einer Elektronenbelichtung von bis zu über 1000 μC/cm² ^der Kurve eines „normalen“ Positivprozesses. Oberhalb von 2000 μC/cm² ^überwiegt die rekombinante Vernetzung, und bei etwa 7000 μC/cm² ^ist die Schicht vollständig vernetzt, wodurch sie unlöslicher wird als die unbelichtete Ausgangsschicht. Sollen negative PMMA-Strukturen verwendet werden, ist ein stärkerer Entwickler als für den Positivprozess erforderlich. ^{[ 30 ]} Solche großen Dosiserhöhungen können notwendig sein, um Schrotrauschen zu vermeiden. ^{[ 31 ] [ 32 ] [ 33 ]}

Eine Studie des Naval Research Laboratory ^{[ 34 ]} zeigte, dass niederenergetische Elektronen (10–50 eV) etwa 30 nm dicke PMMA-Filme beschädigen konnten. Die Schädigung äußerte sich in einem Materialverlust.

• Für das weit verbreitete Elektronenstrahlresist ZEP-520 wurde eine Auflösungsgrenze von 60 nm (30 nm Linien und Zwischenräume) ermittelt, die unabhängig von der Schichtdicke und der Strahlenergie ist. ^{[ 35 ]}
• Eine Auflösung von 20 nm wurde auch mit einem 3 nm großen 100 keV-Elektronenstrahl und PMMA-Resist demonstriert. ^{[ 36 ]} 20 nm große, unbelichtete Lücken zwischen belichteten Linien zeigten eine unbeabsichtigte Belichtung durch Sekundärelektronen.
• Wasserstoffsilsesquioxan (HSQ) ist ein Negativresist, mit dem sich in sehr dünnen Schichten isolierte, 2 nm breite Linien und periodische Punktmuster mit 10 nm Abstand (10 nm Teilung) erzeugen lassen. ^{[ 37 ]} HSQ selbst ähnelt porösem, hydriertem SiO₂ _{. Es kann zum Ätzen von Silizium, jedoch nicht} von Siliziumdioxid oder anderen ähnlichen Dielektrika verwendet werden .

Im Jahr 2018 wurde ein Thiol-En-Resist entwickelt, der über native reaktive Oberflächengruppen verfügt, welche die direkte Funktionalisierung der Resistoberfläche mit Biomolekülen ermöglichen. ^{[ 38 ]}

Um die Sekundärelektronenbildung zu vermeiden, ist es unerlässlich, niederenergetische Elektronen als Primärstrahlung für die Belichtung des Fotolacks zu verwenden. Idealerweise sollten diese Elektronen Energien im Bereich von wenigen eV aufweisen , um den Fotolack ohne Sekundärelektronenbildung zu belichten, da ihnen die nötige Überschussenergie fehlt. Eine solche Belichtung wurde bereits mit einem Rastertunnelmikroskop als Elektronenstrahlquelle demonstriert. ^{[ 39 ]} Die Daten legen nahe, dass Elektronen mit Energien von nur 12 eV 50 nm dicken Polymerfotolack durchdringen können. Der Nachteil der Verwendung niederenergetischer Elektronen besteht darin, dass sich die Ausbreitung des Elektronenstrahls im Fotolack nur schwer verhindern lässt. ^{[ 40 ]} Optische Systeme mit niederenergetischen Elektronen sind zudem schwer für hohe Auflösungen zu realisieren. ^{[ 41 ]} Die Coulomb-Abstoßung zwischen den Elektronen nimmt mit sinkender Elektronenenergie stets zu.

Eine weitere Alternative in der Elektronenstrahllithografie besteht darin, extrem hohe Elektronenenergien (mindestens 100 keV) zu verwenden, um das Material quasi abzutragen oder zu zerstäuben. Dieses Phänomen wurde häufig in der Transmissionselektronenmikroskopie beobachtet . ^{[ 42 ]} Allerdings ist dies ein sehr ineffizientes Verfahren, da der Impulsübertrag vom Elektronenstrahl auf das Material unzureichend ist. Daher ist es ein langsamer Prozess, der deutlich längere Belichtungszeiten als die konventionelle Elektronenstrahllithografie erfordert. Zudem besteht bei hochenergetischen Elektronenstrahlen stets die Gefahr einer Substratbeschädigung.

Interferenzlithografie mit Elektronenstrahlen ist ein weiterer möglicher Weg zur Strukturierung von Arrays mit Perioden im Nanometerbereich. Ein entscheidender Vorteil der Verwendung von Elektronen gegenüber Photonen in der Interferometrie ist die deutlich kürzere Wellenlänge bei gleicher Energie.

Trotz der vielfältigen Komplexitäten und Feinheiten der Elektronenstrahllithographie bei unterschiedlichen Energien bleibt sie die praktischste Methode, um die größtmögliche Energie auf die kleinste Fläche zu konzentrieren.

Es besteht großes Interesse an der Entwicklung von Lithographieverfahren mit mehreren Elektronenstrahlen, um den Durchsatz zu erhöhen. Diese Arbeiten wurden von SEMATECH und Start-up-Unternehmen wie Multibeam Corporation ^{[ 43 ]} , Mapper ^{[ 44 ]} und IMS [45] unterstützt. ^{IMS Nanofabrication hat} den Multibeam-Maskwriter kommerzialisiert und 2016 mit der Markteinführung begonnen. ^{[ 46 ]}

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