Variation des paramètres plasma en fonction des conditions expéri-

La figure (4.21) montre les variations de la température électronique, de la densité électronique, du potentiel plasma et du potentiel flottant en fonction de la pression du gaz à 150 W (z= 8,5 cm, r= 0). Comme on peut le voir, la température électronique décroît avec l’augmentation de la pression du gaz. Elle diminue d’un rapport 2 quand la pression varie de 8 à 60 Pa. Cette caractéristique est typique des décharges fonctionnant à basse pression (loi d’échelle) comme on a pu le voir dans l’étude des plasmas d’argon. Cependant, dans le cas des plasmas d’ArO₂ la baisse est plus abrupte à plus basses pressions (< 40 Pa). Au-delà de cette pression, Te tend à se stabiliser autour de 0,7 eV lorsque la décharge approche le seuil d’instabilité entre la création et la perte des électrons [70]. La diminution de Te est également visible sur les tracés de Vp et Vf dont la différence (Vp − Vf) est représentative de l’énergie moyenne des électrons (voir la figure (4.21)(b)). En effet, pour des pressions inférieures à 40 Pa, cette différence diminue avec l’augmentation de la pression du gaz engendrant la baisse de Te. En revanche, entre 40 et 60 Pa, la différence entre les deux potentiels est quasi-constante ce qui explique pourquoi la température électronique ne varie que très peu dans cette zone de pression. Il faut également signaler que la baisse de température électronique dans les plasmas d’ArO₂ est plus importante que celle obtenue dans les plasmas d’argon, étudiés dans la même gamme de pression.

Concernant la densité électronique, une allure similaire à celle obtenue dans l’argon est observée. La figure (4.21(a)) montre la présence de deux zones principales :

- Pour des pressions inférieures à 20 Pa, la densité électronique augmente considéra- blement avec l’augmentation de la pression. Typiquement, ne est multipliée par 4 quand la pression est augmentée de 8 à 20 Pa.

- Pour des pressions supérieures à 20 Pa, une décroissance exponentielle de n_e est obtenue (perte d’une décade entre 20 et 60 Pa). Un maximum de densité est visible autour de 20 Pa, où la densité électronique dépasse la valeur critique (n_c sur la figure (4.21)(a)). Cette zone marque la transition d’un plasma sous-dense à un plasma sur-dense où l’on passe d’un mode de chauffage en volume à un mode de chauffage en surface (onde

Figure 4.21 – Variations des paramètres plasmas (ne, Te, Vp, Vf) au centre de la décharge (z= 8,5 cm, r= 0) en fonction de la pression dans des plasmas d’ArO2 à 150 W.

évanescente), à l’instar des plasmas d’argon pur.

Comparativement aux plasmas d’argon, les densités électroniques sont plus faibles dans les plasmas d’ArO₂. Ce fait est en partie attribué à la baisse de la densité des métastables d’argon dans le mélange d’ArO₂. En effet, selon Gudmundsson et al. [123], la présence de l’oxygène moléculaire dans le plasma provoque la diminution de la densité des métastables d’argon qui cèdent leur énergie en dissociant la molécule d’O₂. Dans un autre travail [124], les mêmes auteurs étudient l’influence du pourcentage d’oxygène dans des décharges d’ArO2 sur la densité et la température électroniques à différentes

pressions (entre 0,4 Pa et 3 Pa). Les résultats montrent que l’augmentation de la frac- tion d’O2 engendre une légère diminution de la température électronique et une chute

drastique (d’environ une décade) de la densité électronique. Pour un pourcentage de 10% d’O2 dans la décharge, les auteurs notent que la densité électronique est quatre fois plus

faible que celle des plasmas d’argon pur obtenus dans les mêmes conditions (3 Pa, 330 W).

Nous allons maintenant voir l’influence de la puissance micro-onde injectée dans la décharge sur les deux paramètres plasma étudiés dans cette section.

La figure (4.22) montre la variation de T_e, n_e, V_f et V_p en fonction de la puissance micro-onde de la décharge. La température électronique est uniforme et tourne autour de 1,3 eV sur toute la gamme de pression étudiée. Ce comportement est identique à celui observé dans les plasmas d’argon, obtenus dans les mêmes conditions (r= 0, z= 8,5 cm

et la pression égale à 15 Pa ; voir figure (4.8)). Toutefois, les températures mesurées ici sont légèrement inférieures à celles des plasmas d’argon. Cette baisse s’explique par la légère diminution de la différence entre le potentiel plasma et le potentiel flottant, qui est elle-même est due à la baisse du champ électrique ambipolaire engendré par la présence des ions négatifs dans la décharge (voir la figure (4.20) précédente).On peut noter aussi que la différence (Vp− Vf) varie très peu avec l’augmentation de la puissance micro-onde (figure4.22(b)). En tant qu’indicateur de l’énergie cinétique des électrons, cette différence explique pourquoi la température électronique ne varie que très peu dans la gamme de puissance étudiée.

Figure 4.22 – Variation des paramètres Te, ne (a) et Vp, Vf (b) en fonction de la puissance micro-onde de la décharge à 15 Pa.

On peut voir également sur la figure4.22(a) que la densité électronique enregistre une hausse importante avec l’augmentation de la puissance. Un rapport de 8 est observé entre les densités mesurées à 20 et à 180 W. Entre 80 et 180 W, une hausse d’un rapport 4 est obtenue au niveau de la densité électronique. Cette hausse est plus significative que celle obtenue dans les plasmas d’argon (figure (4.8)) étudiés dans la même gamme de puissance. En effet, un rapport de 2 a été relevé entre la densité maximale (190 W) et minimale (80 W). Pour expliquer cette différence, il faut revenir aux modes de chauffage que nous avons abordés dans les sections précédentes. En effet, quand la densité électronique est inférieure à la densité critique n_c, nous sommes en présence d’un mode de chauffage en volume dans lequel l’onde électromagnétique se propage plus loin dans le plasma

permettant d’ioniser le volume de celui-ci. L’ionisation du gaz dans ces conditions donne lieu à une augmentation proportionnelle de la densité électronique avec la puissance transportée par l’onde excitatrice. Autrement dit, tant que n_cn’est pas atteinte, la hausse de ne répond plus facilement à l’augmentation de la puissance. Ce fait est représenté par la pente (rouge) de n_e plus abrupte dans la zone qui correspond à n_e < nc. En revanche, lorsque la densité électronique devient supérieure à la densité critique, l’augmentation de la puissance présente un moindre effet sur ne. Ce constat est visible sur la zone où ne> nc, où la pente est moins abrupte que dans le cas précédent. Dans cette zone, l’onde excitatrice reste localisée sur une certaine épaisseur de peau à proximité de la source plasma (onde évanescente caractérisant le mode de chauffage en surface).

Dans les plasmas d’argon étudiés précédemment, les densités électroniques corres- pondant aux puissances étudiées dépassent largement la valeur critique. De ce fait, la transition vers le mode de chauffage en surface s’est probablement faite à plus basse puissance qui se trouve en dehors de la gamme étudiée (< 80 W). Ce qui explique pourquoi l’augmentation de la densité est plus faible dans l’argon que dans l’ArO₂.

4.3.3 Changement de la FDEE en fonction de la pression et de la