Évolution de la FDEE en fonction de la distance radiale

Nous venons de voir l’influence de la distance radiale sur la température et la densité électroniques des plasmas d’argon étudiés. Les effets observés sur ces deux grandeurs se répercutent de manière directe sur les fonctions de distribution en énergie des électrons.

Les figures4.17(a), (b) et (c) représentent les évolutions radiales (r= 0, 100 et 180 mm) des FDEE mesurées à différentes pressions (15, 20 et 30 Pa) pour z= 8,5 cm. La décroissance

Figure 4.17 – Variations de la FDEE en fonction de la distance radiale (a), (b), (c) et des courants électroniques (d), (e), (f) pour trois distances et trois pressions (puissance MO : 150 W).

radiale de la densité électronique peut se voir dans la diminution de l’aire sous les courbes qui représente l’intégrale de la fonction de distribution permettant de calculer ne. Cette tendance à la décroissance est clairement visible sur la partie des courbes correspondant aux électrons froids (< 11,5 eV). Concernant la queue à plus haute énergie, associée aux populations des électrons chauds, les FDEE à elles seules ne montrent pas de réelles différences entre les courbes d’une même pression en fonction de la position. Il est donc difficile d’en conclure de manière directe l’effet de cette partie sur la densité électronique des électrons chauds du plasma (la variation de pression est faible). Pour mieux rendre compte de l’influence des électrons chauds sur la densité et la température électronique, des tracés du courant électronique en fonction de la position radiale ont été effectués (voir

figures 4.17(d), (e) et (f)). Ces courbes révèlent la décroissance du nombre d’électrons chauds en partant de l’axe de la décharge vers les parois de l’enceinte qui se manifeste par la réduction du courant électronique entre les positions 0 et 180 mm.

Il est également possible de voir sur la globalité des courbes représentatives du courant électronique que celui-ci diminue lorseque la la pression augmente (à partir des deux droites vertes en pointillés pour constater la baisse du courant entre les trois figures lesquelles (d), (e) et (f)). Il s’en dégage la tendance générale de la densité électronique qui décroit en fonction du rayon comme il a été montré sur la figure4.15(a) précédente.

Les tracés représentant les FDEE en fonction de la position radiale permettent également d’expliquer les courbes de T_e(r) présentées sur la figure (4.16). En effet, la température électronique est directement liée à la pente du corps de la fonction de distribution correspondant aux électrons froids (T_{e(f )}). On voit clairement que cette pente est légèrement petite à 180 mm, ce qui donne une température électronique plus faible à cette position comparée à celle enregistrée sur l’axe. Une deuxième manière, plus simple, de voir la baisse de Te en fonction du rayon consiste à suivre la variation de la pente entre 0 volt et Vp du tracé logarithmique du courant électronique. L’inverse de cette pente correspond exactement à la température des électrons froids du plasma. Comme visible sur les tracés du courant électronique (voir notamment la courbe noire de la figure 4.17(a)), la pente est légèrement plus abrupte en s’éloignant de l’axe.

Sur les graphiques (a), (b) et (c) de la figure (4.17) sont montrées les valeurs de la température des électrons chauds (T_e(c)) correspondant aux trois pressions et aux trois positions étudiées. Comme première constatation, on peut voir que la température des électrons chauds au niveau de l’axe (r= 0) décroit avec l’augmentation de la pression. A r= 100 mm de l’axe, elle est quasi-constante pour les trois pressions, tandis qu’à 180 mm, elle varie très peu entre 15 et 20 Pa et ré-augmente à 30 Pa. On peut voir aussi, qu’à pression constante, il y a une tendance à l’augmentation de T_e(c)en fonction de la distance par rapport à l’axe. Finalement, la forte baisse de la densité électronique en fonction de la distance radiale est due à la diminution des électrons chauds à mesure que l’on s’éloigne de l’axe de la décharge. La légère baisse de la température électronique en fonction de r est due à l’élévation de la température des électrons chauds qui maintiennent l’ionisation du gaz pour compenser les pertes vers la paroi.

4.2.4.3 Variations axiales de la densité et de la température électroniques

Dans cette partie, la température électronique est déterminée par le tracé de Boltzmann modifié et la densité électronique par la combinaison des résultats de cette dernière méthode avec la mesure de la puissance Pin déposée par le plasma à la surface du

substrat. La configuration de notre réacteur ne permettant pas d’effectuer des mesures de sonde suivant l’axe azimutal de la source, nous n’allons donc pas présenter l’effet de la position axiale sur les FDEE.

La figure4.18(a) montre les courbes de la température du substrat pendant les phases de chauffage et de refroidissement de celui-ci, pour les trois positions azimutales étudiées (z= 3,5 ; 8,5 et 13,5 cm). Comme on pourrait s’y attendre, la température maximale est obtenue à z= 3,5 cm. Celle-ci décroît au fur et à mesure que l’on s’éloigne de la source (elle décroît de 47,5% entre les positions z= 3,5 et z= 13,5 cm). Au plus près de la source, la puissance déposée à la surface du substrat est égale à 44,89 W, soit environ 30% de la puissance totale injectée dans la décharge, comme on peut le lire sur la figure 4.18(b). L’évolution de Pin selon l’axe de la source décrit une fonction exponentielle décroissante avec une baisse abrupte observable entre les positions z= 3,5 cm et z= 8,5 cm. En revanche, une décroissance plus douce est visible entre les positions z= 8,5 cm et z= 13,5 cm. Des constations similaires sont observables au niveau de la densité et de la température électroniques. Comme on peut le voir sur la figure 4.18(c), ces deux gran- deurs suivent également des décroissances exponentielles sur l’axe azimutal de la source. Un écart d’environ une décade est enregistré sur la densité électronique qui décrit une décroissance nettement plus proche de celle de la puissance P_in. Concernant la tempéra- ture électronique, une chute de 1 eV entre 3,5 cm et 13,5 cm est visible sur la figure4.18(c).

Des tendances similaires aux nôtres ont été montrées par Sugai et al. [113] dans le cas d’un plasma d’onde de surface (2,45 GHz) fonctionnant à quelques Pascals. Les auteurs ont comparé les évolutions axiales de la densité électronique, de la température électronique et du champ électrique de la décharge selon que le plasma est « sous-dense » (ne< nc), ou « sur-dense » (ne> nc). Les deux plasmas ont été obtenus à la même pression en augmentant la puissance micro-onde de la décharge de 450 à 1400 W. Dans le cas du plasma sur-dense, les auteurs montrent :

• une augmentation de n_e entre les positions z = 1 cm et z = 3 cm correspondant respectivement à des densités égales à 1.1017et 5.1017 m−3. Dans cette zone du plasma, des décroissances de la température électronique et du champ électrique sont observées.

• Pour des valeurs de z > 3 cm, la densité électronique décroît de façon exponentielle, le champ électrique de la décharge devient nul et la température électronique tend à décroitre légèrement en s’éloignant de la source.

Des phénomènes strictement antagonistes sont observés dans le plasma sous-dense. Dans les conditions de la figure (4.18), nous sommes en présence d’un plasma sur-dense dans lequel la densité critique est largement dépassée. L’épaisseur de pénétration de l’onde électromagnétique dans le plasma est donc très réduite par la forte valeur de la densité électronique. Par conséquent, les électrons sont chauffés dans une zone très réduite de la décharge au voisinage immédiat de la source. En augmentant la distance z par rapport à celle-ci, les électrons ne sont soumis qu’aux forces de diffusion qui les

Figure 4.18 – Variations axiales de la température du substrat pendant les phases (On) et (Off) du plasma (a), de la puissance Pin déposée à sa surface (b) et de la température et la densité électroniques (c) dans un plasma d’argon à 10 Pa et 150 W.

poussent vers les parois du réacteur dans toutes les directions. Ceci explique la baisse des deux grandeurs n_e et T_e en fonction de la distance axiale.