Distributions radiales des grandeurs mesurées par la sonde de

Dans les paragraphes suivants, nous discuterons de l’influence de la distance radiale sur les paramètres du plasma mesurés par la sonde de Langmuir. Dans un premier temps, nous allons nous intéresser aux évolutions radiales de la température et de la densité électroniques à différentes pressions. Nous présenterons ensuite les changements de la FDEE en fonction de la distance par rapport à l’axe de la source.

Sur la figure (4.35) sont représentées la densité électronique (a), la température effective (b) et la fréquence plasma (c) en fonction de la distance radiale pour quatre pressions différentes (10, 15, 20 et 25 Pa).

Comme on peut le voir sur la figure4.35(a), la densité électronique décroît en allant du centre vers le bord de la décharge, et ce pour toutes les pressions étudiées. Cette décroissance concorde avec les résultats obtenus dans les plasmas d’argon et d’ArO2

étudiés précédement. Le phénomène de diffusion reste le processus majoritaire des pertes électroniques avec une coexistante des trois modes (ambipolaire, transition, libre).

Au plus près du centre (z= 0), le mode ambipolaire semble dominer les processus de diffusion (bon accord entre les valeurs mesurées et calulées moyennant l’équation (4.12) qui décrit le régime ambipolaire parfait). Dans le corps de la déchage, apparait une large zone caractérisée par une forte séparation des charges (n_i+ = C₁n_e + C₂n_i−), confèrant aux électrons un coefficient de diffusion plus grand que celui des ions (positifs et négatifs). A proxmité de la paroi, un régime de diffusion libre se met en place avec comme conséquence une diffusion électronique complètement indépendante de celle des ions.

La décroissance de la densité électronique entre le centre et le bord de la décharge est similaire à celle obtenue dans les plasmas d’argon et d0ArO2 (baisse d’une décade

environ).

Concernant la température effective, on peut voir sur la figure4.35(b) que celle-ci reste globalement constante sur toute la distance radiale étudiée. Toutefois, il est intéressant de voir qu’à partir de 140 mm de l’axe, une légère hausse est perceptible sur les valeurs

Figure 4.35 – Distributions radiales de la densité électronique (a), de la température effective (b) et de la fréquence plasma (c) à différentes pressions en fonction de la distance radiale. Les mesures ont été effectuées à z= 8,5 cm pour une puissance micro-onde de 150 W.

mesurées à 20 et 25 Pa. Ce phénomène n’est pas observé sur les courbes de la température effective mesurée à 10 et 15 Pa. Intuitivement, on pourrait supposer que cette élévation est liée au mode de chauffage électronique, et que l’endroit exact de son apparition dépend de la pression du gaz. Pour étayer ces deux hypothèses, il faut regarder du côté de la densité électronique. En effet, comme l’indique la figure 4.35(a), les valeurs de la densité électronique en fonction de la pression sont toujours inférieures à la densité critique (n_c= 7, 4.1016 m−3), ce qui suppose la prédominance du mode de chauffage en volume. Au voisinage de la source (r = z = 0), cette valeur peut être dépassée, comme le montre la valeur mesurée à z= 3 cm. Comme la densité électronique décroit largement selon la position radiale, il y aurait donc des endroits sur le rayon où la condition n_e = n_c est satisfaite. Cette égalité se produit à la condition de résonance entre la pulsation de l’onde excitatrice ω et la pulsation plasma ω_pe (connue également sous le nom de « la fréquence de Langmuir »). Elle s’établie à l’annulation de la permittivité du plasma(p = 0) [147] :

ω = ωpe=

s

nc e20

me 0

(4.19)

un phénomène de résonance lors duquel les électrons absorbent une importante quantité d’énergie de l’onde électromagnétique. Ce transfert d’énergie s’effectue par le biais de la composante du champ électrique parallèle au grandiant de densité [148–150]

On peut voir également que la position de la zone de résonance change avec la pression de travail. A plus haute pression (25 Pa), le début de la résonance est localisé à 140 mm de l’axe de la source. A mesure que la pression diminue, la zone de résonance s’approche des parois du réacteur. Dans notre cas, sa position est décalée d’environ 10 mm entre 25 et 20 Pa. A plus basse pression (10 et 15 Pa), la zone de résonance est probablement localisée à des positions très proches de la paroi. C’est la raison pour laquelle nous n’avons pas pu l’observer sur les courbes de T_{ef f} correspondant à ces deux pressions (mesures limitées à 180 mm de l’axe). Pour la même raison, la résonance n’a pas été observée sur les courbes de la température électronique en fonction de la distance radiale dans les cas de l’argon et de l’ArO₂. La figure (4.36) illustre les conditions d’apparition de la résonance en fonction du déplacement radial de la densité critique.

Figure 4.36 – Schéma explicatif du phénomène de résonance et du déplacement radial de la zone de résonance en fonction de la position de la densité critique. Représentation inspirée du travail de Ghanashev et al. [14].

Nous allons maintenant nous intéresser à l’évolution de la FDEE en fonction de la distance radiale. La figure (4.37) représente les variations radiales de la FDEE à 10, 15, 20 et 25 Pa. On voit que, sur toutes les pressions étudiées, le corps de la fonction de distribution décroit en allant du centre du plasma vers les parois du réacteur. Ce résultat est plutôt concordant avec la décroissance radiale de la densité électronique observée sur la figure4.35(a) précédente. Les deux plateaux à 6,2 et à 12,4 eV sont toujours visibles et

sont plus prononcés au fur et à mesure que l’on augmente la pression et que l’on s’écarte du centre de la décharge. Ce fait est probablement lié à la baisse de la concentration des états métastables N₂ (A3P+

u) et N2(B 3Qg) avec l’augmentation simultanée de la pression et de la position radiale. Ce qui provoque à la fois un accroissement des collisions superélastiques entre états vibrationnels et une diminution des collisions superélastiques entre les électrons et les états vibrationnels [151]. Nous rappelons ici que l’apparition des deux plateaux est fortement liée à la concentration des dix premiers états vibrationnels de l’azote. Il est également intéressant de voir qu’à partir de 20 Pa, la queue de FDEE

Figure 4.37 – Variations radiales de la FDEE à 10 (a), 15 (b), 20 (c) et 25 Pa (d) pour une puissance micro-onde de 150 W à z = 8,5 cm.

mesurée à 180 mm tend à rattraper celles mesurées à 90 mm et au centre. Ce fait est très accentué sur les courbes des FDEE mesurées à 25 Pa où les trois queues sont quasiment confondues. Ce résultat peut s’expliquer par le phénomène de résonance précédemment discuté. En effet, nous avons pu voir sur les graphiques de T_{ef f} présentés sur la figure 4.35(b) qu’un phénomène de résonance se met en place à partir de 140 mm de l’axe de la source et s’étend jusqu’à 180 mm de celui-ci. Il se trouve qu’à 25 Pa, un pic de T_{ef f} est obtenu à cette dernière position. Nous pouvons donc suggérer qu’à 180 mm, l’élévation de la queue de la FDEE est provoquée par une forte absorption par les électrons de la puissance de l’onde électromagnétique. Cette absorption résonante est suffisamment importante pour voir apparaitre une nette augmentation de la population

des électrons chauds sur la FDEE. A 20 Pa, le pic de résonance n’étant pas encore atteint, l’élévation de la queue de la FDEE est moins importante qu’à 25 Pa.