Plasmas froids radiofréquence

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Plasmasfroids radiofréquence
Article proposé par:
PascalChabert,[e-mail]
Jean-Luc Raimbault ,[e-mail]
LaboratoiredePhysique desPlasmas, UMR 7648, CNRS/Ecole Polytechnique/Univ.Paris-Sud/UPMC, Palaiseau
L’interaction d’un plasmafroid faiblementionisé etd’une surfacesemiconductrice est àl’origine des
technologiesde nanostructuration de lamatière en microélectronique. Cesplasmas sontgénérésetentretenus
pardeschampsélectromagnétiques radiofréquence. La compréhension desmécanismesfondamentaux du
couplage de l’énergie électromagnétiqueauplasmaetde son transport vers les surfacesdu réacteur est un enjeu
majeur pour lamaîtrise desprocédésindustriels utilisantlesplasmasfroids radiofréquence.
n plasmaest un gazpartiellementou totalement
ionisé. Ilsecompose d’électronsetd’ions,éven-
tuellementd’atomesoude molécules.La plus
grande partie de lamatière interstellaireainsi que lesétoi-
les sontdesplasmas.De grandesdifférencesexistent
cependantentre les régionsprochesducœur desétoiles,
extrêmementchaudesetdenses,etlamatière interstel-
laire,froide etdiluée. Cesdifférences seretrouventdans
lesplasmascréésparl’homme,généralementclassifiés
en plasmaschaudseten plasmasfroids.Lesplasmas
froids sontdesplasmasfaiblementionisés,majoritaire-
mentconstituésde moléculesetd’atomes(neutres)avec
une faible fraction d’ionsetd’électrons(de quelques
1/1000 àquelquespourcents). Ils sontcréésdansdes
réacteurs etentretenus par une source d’énergie électri-
que,dontlagamme de fréquences varie de zéro (source
continue) àplusieurs GHz(source micro-onde) ;lapuis-
sance injectée est en général inférieureà1W cm –3 .Selon
lesapplications visées,lapressi23/04/2010on desgaz
neutres utilisés varie typiquementde lafraction de mTorr
àlapression atmosphérique. Lespropriétésélectriques
sontqualitativementdifférentesaucentre etàlapériphé-
rie des réacteurs àplasmas.Loin desparois,le plasma–
milieuconducteur – est globalementneutre etle champ
électriquerésiduel est trèsfaible. Aucontraire,dufaitde
lagrande mobilité desélectrons,lesparoisdes réacteurs
tendentàse polarisernégativementde sorte que le voisi-
nage immédiatde celles-ci est une zone chargée positive-
ment.Ainsi,lapériphérie desplasmasconfinés, appelée
gaine,est une zone non-neutre oùl’essentiel duchamp
électriquesetrouve localisé. Dans unréacteur,le champ
électrique présentdanslesgainesaccélère lesionspositifs
vers lesparoiset repousse partiellementlesélectrons vers
le cœur duplasma.Lesgainesconstituentle premier
atout desplasmaspour le traitementdesmatériaux :elles
permettentla conversion d’une partie de l’énergie électri-
que fournie auplasmaen énergie cinétiquetransférée aux
ions.Lesionspositifsfrappentlasurfaceàtraiter(dépo-
sée sur une desparoisdu réacteur), avecl’énergie cinéti-
queacquise danslagaine. L’échelle d’énergie du
bombardementionique,de quelqueseV à plusieurs mil-
liers d’eVlorsqu’on polarise lesparois, autoriseune très
grande diversité de traitementdesmatériaux parplasma.
Le deuxième avantage majeur desplasmasfroids réside
dansla conversion, à températureambiante,de l’énergie
électrique en énergie chimique. Lesplasmasfroids sont
en général hors équilibrethermodynamique local, c’est-à-
dire que les températuresdesdifférentesespècesdu
plasmasont trèsinégales.En particulier,latempérature
desélectronsest typiquementcomprise entre3et5 eV
(1 eV=11600 K), alors que latempérature desespèces
neutresetdesionsduplasmaest voisine de 300 K.
L’essentiel de l’énergie électrique est donctransféréaux
électronsqui excitent,ionisentetdissocientle gazmolé-
culaire en espèces réactives.Ainsi,lesplasmasfroids
génèrent simultanémentdes radicaux réactifsàtempéra-
tureambiante etdesionspositifsénergétiquesqui peu-
ventinteragiravecles surfacesàtraiter.Notons toutefois
que l’énergie desionsest aisémentetdirectementcontrô-
lée parlatension de polarisation de l’électrode,tandisque
l’activation chimiquesupposeuncontrôle plus délicatet
indirectde lafonction de distribution en énergie desélec-
trons.Letraitementde surface parplasmaest présent
dans un grand nombre de domainesde l’industrie :la
métallurgie (nitruration, cémentation),la biomédecine
(stérilisation),l’automobile ouencore l’aérospatial. Mais
c’est sansdoute dansl’industrie de lamicroélectronique
que l’impactdesprocédésplasma a été le plus grand. Les
couchesmincesde semi-conducteurs,de métaux,ou
d’isolants peuventêtre gravéesoudéposéesparplasma.
U

Plasmasfroids radiofréquence
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Lesétapesde gravures sontparticulièrementcruciales, car
lataille desmotifs réalisésdétermine le niveaud’intégra-
tion etlesperformancesen terme de fréquencesd’hor-
loge. Ainsi,le formidable développementde lamicro-
informatique doitbeaucoupaux procédésplasmaqui ont
permisde réaliserdes structuresde dimensionsnanomé-
triques.La maîtrise de nombreusesapplicationsissuesde
laphysique desplasmaspasse parla compréhension des
mécanismesde couplage de l’énergie auplasma(ou
«chauffage ») etparl’analyse desphénomènesphysiques
quicontrôlentladiffusion duplasma au sein du réacteur.
Dansle casdesplasmaschaudsde fusion thermo-
nucléaire,le problème se pose essentiellementen termes
de chauffage etde confinementpour atteindre le seuil de
déclenchementdes réactionsnucléaires.Dansle casdes
plasmasfroids,lesapplications viséesnécessitentau
contraireuntransport de matière etd’énergie vers les
paroisdu réacteur ; lesenjeux scientifiquesconsistent
doncdansla compréhension desmécanismesde trans-
port etde chauffage que nous présentons successivement
danscetarticle.
Transport de matière
danslesplasmasfroids
Danscette première partie,nous discutonslesméca-
nismesphysiquesde transport duplasmaducentre du
réacteur vers laparoi (voirfigure1 ). Cetaspect,essentielle-
ment statique,est gouverné parladiffusion desions.En
effet,le domaine radiofréquence (typiquementde 10MHz
à200 MHz)sesitue entre lesdeux fréquencespropresdu
plasma : (est lafré-
quence plasmadesions siα=ioudesélectrons siα=e ).
Lesionsne sontdoncsensiblesqu’auchamp moyenné
dansle temps, ce qui justifie une modélisation station-
naire du transport.
Enassimilantle cœur duplasmaàun fluide quasi-
neutre de densitén(),un équilibre doit s’éta-
blirentre lesparticuleschargéesperduespar recombinai-
son sur lesparoisetcellesquisontcrééesen volume par
ionisation, ce quis’écrit:
Danscette expression,représente le flux d’ions
(nombre d’ionspar unité de surface et unité de temps),et
lafréquence d’ionisation (nombre de collisionsioni-
santespar seconde parparticule). La détermination de la
température électroniqueTede maintien duplasma ainsi
que laforme précise desprofilsde densités sontdoncles
2grandeurs àdéterminerpour prédire le flux de parti-
cules vers lesparoisdu réacteur.
Température électronique
etdensitésdanslesplasmas
faiblementionisés
Lorsque le libre parcours moyen desionsest petit
devantlesdimensionscaractéristiquesdu réacteur, c’est-
à-dire dans unrégime d’assezhaute pression dugaz
injecté (supérieureà100 mTorr danslesdispositifscou-
rants),on montre que ladensitévérifie l’équation
linéaire:
oùest le coefficientde diffusion dit
ambipolaire (lesélectronsetlesionscouplésfortement
parlesforcesélectriquesdiffusentensemble),m iest la
masse desionsetlafréquencedecollisionsdesatomes
oumoléculesneutresaveclesions.
Dansle cas simple d’une géométrie unidimension-
nelle oùladistance inter-électrodes, , est trèspetite par
rapport aux autresdimensionsdu réacteur,une solution
évidente de l’équation précédenteconduitauprofil sinu-
soïdal:
,
oùn(0) est ladensitéaucentre du réacteur.Onconstate
doncque lesprofilsde densité décroissentducentre du
réacteur vers lesparois.En premièreapproximation, afin
de déterminerlatempérature électronique,on peut consi-
dérerque ladensitéàlaparoi est trèsfaible comparée àla
densitéaucentre:oùest lataille caractéris-
tique duplasma.Lerapport est alors fixé parcette
condition aulimite puisque l’on doitavoir:
La fréquence d’ionisation etle coefficientD adépen-
dantde latempérature électronique, cetterelation est
l’équation qui détermine Te .Apartirde cette équation,on
Figure 1 – Schémade principe du réacteur capacitif décritdanscetarticle. Le
plasma(en rose) est généré parapplication d’une tension radiofréquence
entre deux électrodesparallèles.Desgainesde chargesd’espace positives se
formentdevantlesélectrodes.Lesélectrodes sontentouréesd’une enceinte,
en général métallique. Le flux d’ionspositifs, , est dirigé vers lesélectrodes.
ωωω
pi p
<}e
ωε
αα α
pne m≡(/)
201/2
:Γ
nn n
ei
≡=
∫∫ ∫∫∫
SIeV
dST nrdr
<<<<
Γ·23 =()() ν
<Γ
ν
I
−ΔDnn
aI
=, ν
DkTm
aBeic
=/() ν
ν
c
~
nznDz
Ia
() (0)/1/2 =
()
cos() ν
nd() 0≈
d()≈~
ν
Ia
D/
νπ
I
a
Dd
=
2
ν
I

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Plasmasfroids radiofréquence
montreaisémentque latempérature électronique ne
dépend que duproduitde lapression dugazinjecté,p net
de lataille caractéristique duplasmad: , et
non pasde cesgrandeurs séparément.Sous leshypothè-
ses retenues,on noteraque latempérature électronique
quis’établitdans une décharge donnée ne dépend pas
directementde ladensité de chargesn(0)au sein du
plasma.Cette densité étantimposée parlapuissance élec-
trique fournie augazpour créerle plasma, le transport de
lamatière etde l’énergie peuventêtretraités séparément
danscetype de décharge. En outre,le flux d’ionspositifs
aux paroisest proportionnel àn (0),soit.
Cesconsidérations sur le transport àhaute pression de
gazinjectéremontentàun desarticlesfondateurs de la
physique desdéchargespubliésparWalterSchottkyen
1924. La description du transport dans unrégime de pres-
sionsintermédiairesplus caractéristique desplasmas
froids radiofréquences(entre1et100 mTorr)aété propo-
sée parle physicien russeValery Godyak danslesannées
1980.On montre que ladensité obéitàune équation diffé-
rentielle non-linéaire,etque le plasmatend àêtre plus
uniforme aucentre de ladécharge, avecdes variations
plus abruptesauniveaudesparoisque dansle casdu
transport linéaire.
Rôle de ladéplétion danslesplasmas
fortementionisés
Nous avons récemmentétenducesmodèlesde trans-
port linéaire etnon-linéaireaux casdesplasmasfroids
plus fortementionisés telsque l’on peut les rencontrer
parexemple dansle cadre de lapropulsion parplasmas
(cf. Imagesde la Physique2003-2004). Lorsque les taux
d’ionisation deviennentplus importants,on ne peut plus
considérerque ladensité desneutres reste non affectée
parlesmécanismesd’ionisation (ce que nous avions
considéré danslasection précédente),etl’on doit reconsi-
dérerle problème de ladiffusion en couplantle mouve-
mentdesparticuleschargéesetdesespècesneutres.
L’effetprincipal est un phénomène de déplétion desespè-
cesneutresaucentre de ladécharge. Ce mécanisme peut
êtrecomprisen remarquantque lapression totale du sys-
tème constitué desélectrons,desionsetdesneutresdoit
seconserveràtravers ladécharge :
(1)
La pression de neutres,p n ,doitdoncdiminuerlàoùla
pression descharges, , est élevée, c’est-à-direau
centre de ladécharge. Plus précisément,pour cesmilieux
diluésoùlarelation d’étatdesgazparfaits peut
êtreutilisée pour chaquecomposante duplasma, la chute
de densité desneutresaucentrenn (0) par rapport à celle
qui est observée aumur n n (d),s’obtientdirectementàpar-
tirde l’équation (1). Ontrouveaussitôt:
(2)
oùT e ,T i ,T ndésignentles températures–supposées uni-
formes– desdifférentescomposantesduplasma(on a
encoreutilisé la condition ). Comme le rapport des
températuresest de l’ordre de 100,des taux
d’ionisation, , de l’ordre dupourcent sont suffi-
sants pour produire deseffets significatifsde déplétion.
La température électronique etlaforme précise des
profilsde densitésdoiventdoncêtreconsidéréesànou-
veauen prenanten compteceteffetde déplétion desneu-
tres.On montre que lagénéralisation laplus immédiate
ducasconsidéré danslasection précédenteconduitàdes
profilsde densitésquirestentde formes sinusoïdales
maisavecune « phase »,f(z ),non linéaire:
(le casde ladiffusion traité précédemmentcorrespondait
aucas simple etlinéaire,où). D’une
façon générale,l’effetde déplétion vade pairavecune
plus grande uniformité desprofilsde densitésaucentre,
des températuresélectroniquesetdesflux aux paroisplus
élevés.Ceseffets sontd’autantplus importants que le
taux d’ionisation est élevé. Contrairementaucas sans
déplétion,latempérature électronique dépend àlafoisdu
produitpression-taille caractéristique du réacteur etde la
densité de chargesaucentre duplasma.Letransport de
matière etd’énergie doitdoncêtretraitésimultanément
dans une approche auto-cohérente. Enfin,le flux d’ions
positifsaux paroisn’est plus proportionnel àladensitéau
centre,àsavoir.
Réduction du transport
parleschampsmagnétiques
Il est bien connuen physique desdéchargesque la
présence d’unchamp magnétiqueaméliore le confine-
mentcarles trajectoires suiviesparlescharges s’enrou-
lentautour deslignesde champs.La diffusion duplasma
dansladirection transverseauchamp s’en trouve limitée,
ce qui permet un maintien duplasma avecde plus faibles
températuresélectroniques.
La nature de ce mouvementbidimensionnel dansle
plantransverseauchamp magnétiquecompliquesingu-
lièrementl’analyse. En particulier,il n’est plus stricte-
mentpermisde considérerlesélectronscomme suivant
une distribution de Boltzmann, comme on le faitpour les
déchargesnon magnétisées.Nous avonscependantpu
formuleret trouverdes solutionsapproximatives satisfai-
santesdanslasituation typique expérimentale de champs
magnétiquesd’intensitésmodérées(diversesinstabilités
se manifestentau-delàde quelquescentainesde Gauss
quirendent une analysestationnairesansfondement).
Danscesconditions,on montre que l’équation (2) prend
laforme approximative:
(3)
Tfp d
en
=×()
Γ/(0)()nfT e =
pppCte
ein
++ =
pp
ei
+
pnkT
B
=
nd n
n
TT
T
n
n
nn
n
ei
nn
() (0)
(0)
(0)
(0)
−=+
nd() 0≈
()/TTT
ein
+
nn
n
(0)/(0)
nznfz() ()
0
=cos()
fzDz
Ia
() (/) 1/2 = ν
Γ/(0)(,(0))nfTn
e
=
nd n
n
TT
T
n
n
nn
nB
ei
nn
() (0)
(0)
1
1
(0)
(0)
−≈+ +
δ

Plasmasfroids radiofréquence
30
oùest une constantetelle que oùBest
l’intensité duchamp magnétique extérieur.Comme on le
voit sur cette formule,une augmentation duchamp
magnétiques’accompagne d’une diminution de l’effetde
déplétion.
Pour illustrerceseffets concurrents de ladéplétion et
duchamp magnétique,il est intéressantde considérerla
valeur duflux d’ionsincidents sur lesélectrodes.Comme
nous l’avons signalé plus haut, cette quantité est en effet
déterminante danslesprocédésde dépôtougravure par
plasmaoù uncontrôle de ladensité etde l’énergie déposée
sur les surfacesàtraiterest nécessaire. La figure2présente
lesflux ioniquesnormalisés,(oùu Best la
vitesse desionsen sortie duplasma),en fonction de
l’intensité duchamp magnétique extérieur,pour différen-
tes valeurs du rapport , c’est-à-dire pour diffé-
rentes valeurs du taux d’ionisation. On notetout d’abord,
comme attendu,que le flux transportéaux paroisdécroît
lorsque l’intensité duchamp magnétiquecroît.Ceteffet
est la conséquence duconfinementdes trajectoiresinduit
parlaprésence duchamp magnétique. On observe ensuite
qu’unrenforcementdu taux d’ionisation s’accompagne
d’une augmentation duflux normalisé, conséquence
directe de l’effetde déplétion ().Enfin,
on remarqueraque lesflux ne différent significativement
que lorsque le champ magnétiquereste modéré.
Comme on vientde le voirdanscette partie,le flux
d’ionsaux paroisest une fonction de ladensité de plasma
n (0)aucentre du réacteur.Cette densité dépend elle-même
de lapuissanceradiofréquencetransmiseauplasma.Cet
aspectest discuté dansladeuxième partie de cetarticle.
Plasmas radiofréquence
Aladifférence desmécanismesde transport desions
présentésdanslasection précédente,lesmécanismesde
chauffage sontcontrôlésparladynamique desélectrons
quirépondentinstantanémentaux variations temporelles
duchamp électrique. Danscette partie,nous décrivons
l’excitation multifréquence desplasmascapacitifs,en
mettantl’accent sur lesmécanismesde chauffage non col-
lisionnel danslesgainesetleseffets électromagnétiquesà
haute fréquence quisont source de non-uniformité du
plasma.
Leschampsélectromagnétiques radiofréquence (RF)
sontgénéréspardes structuresd’excitation variantde
deux plaquesparallèlesmétalliquespolariséespar une
tension RF, à la circulation d’uncourantRF dans une
bobine séparée duplasmapar un diélectrique. Ces
champs transfèrentleur énergie aux électronspardes
mécanismesde chauffage qui peuventêtrecollisionnels
ounon-collisionnels(voirl’ encadré ). La forme etl’inten-
sité deschamps,etdoncl’efficacité duchauffage,vont
dépendre de lastructureutilisée. Lesdeux typesde réac-
teurs RF utilisésen microélectroniquesont:les réacteurs
à couplage capacitif (CCP pour CapacitivelyCoupled Plas-
mas) etles réacteurs à couplage inductif (ICP pour Induc-
tivelyCoupled Plasmas). A cesdeux typesde réacteurs
(CCP etICP),sontgénéralementassociésdeux modesde
couplage de l’énergie :(i) le mode capacitif E(électro-
statique),(ii) le mode inductif H(électromagnétique
évanescent). Jusqu’àprésent,les réacteurs capacitifsfonc-
tionnaient uniquementen mode E.Ce n’est plus le cas
aujourd’hui dufaitde l’augmentation simultanée de la
fréquence d’excitation etde lataille des réacteurs (pour
augmenterlaproductivité). Al’instardes réacteurs induc-
tifs,les réacteurs capacitifspeuventfonctionneren mode
Eeten mode Hetils sont soumisàdes transitionsE-H.
Les réacteurs inductifspeuventégalementfonctionner
danslesdeux modeset sont soumisàdes transitionsde
modes.Desinstabilités se développentd’ailleurs au voisi-
nage de ces transitions.Le principe physique duplasma
capacitif excité par une simple fréquence (typiquement
13,56MHz) est présentésur lafigure1 .Le plasmaest
séparé desélectrodespardeux gainesde charge d’espace
positives.Le plasma, d’épaisseur constanted,oscille àla
fréquence d’excitation,sibien que lesdeux gainesde
chargesd’espacese formentetdisparaissentalternative-
ment.La puissanceradiofréquence délivrée parle généra-
teur contrôle le courantetlatension RF entre les
électrodes.Lesautresparamètresexternes sont:lafré-
quence d’excitation f(oulapulsation ),lapres-
sion p(ouladensité dugazN),etenfin l’espace inter-
électrodesl .En outre leshypothèsesouapproximations
suivantes sont souvent vérifiées:
1. Lesions répondentauchamp moyen ():la
tension moyenne quise développe danslesgainesde
charge d’espace fixe l’énergie aveclaquelle lesions
impactentlesélectrodes.
2.Lesélectrons répondentauchamp électrique ins-
tantané ():lapuissance dissipée parle champ RF
sert auchauffage desélectrons.
3.L’hypothèse électrostatique:lalongueur d’onde λ
(22 mà13,56MHzdansle vide) est grande devantle
Figure2–Flux normalisé d’ionsaux niveaux desparois,pour un plasma
d’argon,en fonction de l’intensité duchamp magnétique,etpour différents
taux d’ionisation correspondantàdifférentespuissances transféréesau
plasma.
δ
B
δ
BBp∼22
/
Γ/((0))nu B
nnd
n
(0)/()
Γ/(0)(,(0))nfTn
e
=
ωπ =2f
ωω >pi
ωω }pe

31
Plasmasfroids radiofréquence
rayon du réacteur etlaprofondeur de peauδ(10cmaux
densitésélectroniques typiques) est égalementgrande
devantl’espace inter-électrodes.La tension RF entre les
électrodesest indépendante du rayon. Nous discuterons
lavaliditédecette hypothèseàlafin de l’article.
Cesystème,de conception simple,est le siège de phé-
nomènescomplexes.Lesgainesde charge d’espace ont
une dynamiqueriche,qui inclut une réponsetemporelle
non-linéaire (génération d’harmoniques) et une absorp-
tion de puissance pardesmécanismesnon-collisionnels
(chauffage stochastique). L’essentiel duchamp électrique
est localisé danslesgainesde charge d’espace,traversées
par uncourantde déplacement(en premièreapproxima-
tion,lesgaines secomportentcomme descapacités). En
revanche,la conductivité duplasmaest suffisamment
grande pour que lescourants de déplacement soient
négligeables ; le plasmaest essentiellement résistif et
inductif (dufaitde l’inertie desélectrons).
L’augmentation ducourantRF dansle circuit(oude la
tension RF entre lesplaques) entraîne simultanément
une augmentation de ladensité duplasmaet une aug-
mentation de latension quise développe aux bornesdes
gainesde charge d’espace. Parconséquent,pour unsys-
tème donné (fréquence,espace inter-électrodes,pres-
sion),le flux desions(fixé parladensité duplasma) et
l’énergie desionsbombardantles surfaces(fixée parla
tension moyennée danslagaine) ne peuventêtrevariésde
façon indépendante. Il est possible de calculerle dia-
gramme Flux/Energie desionsbombardantlesélectro-
des,présentésur lafigure3 .
Sur cette figuresont représentésles résultats d’une
modélisation (lignes) etlesmesuresexpérimentales(sym-
boles),qui montrent unbon accordthéorie/expérience. Il
ressort que lesbassesfréquencesfavorisentl’énergie,
alors que leshautesfréquencesfavorisentle flux.Ceci
provient simplementdufaitque l’impédance desgaines
de charge d’espace (essentiellementcapacitives) décroît
lorsque lafréquenceaugmente;latension aux bornesdes
gainesest doncplus faible àhaute fréquence.
Mécanismesde chauffage
Encadré
Considérons un plasmaexcité par unchamp électrique
alternatif dansladirection z .L’équation dumouvementdes
électrons s’écrit(modèle de Langevin) :
oùlesélectrons sont soumisàlaforce électrique, à une force
de frottementproportionnelle àlavitesse etàlafréquence de
collision électron-neutre . En écrivantleschampsen nota-
tion complexe on obtient:
Lecourant totalassocié àl’oscillation duchamp électri-
que est doncdonné parl’équation suivante:
oùon aintroduitla conductivitédcduplasma,
etlafréquence plasmadesélectrons,
.La densité de puissance moyennée dans
le temps,responsable duchauffage desélectronsdansle
plasma, s’écrit
.
Ilapparaîtimmédiatementque lescollisionsélectrons-
neutres,de parle déphasage qu’ellesintroduisententreJet
E ,sontàl’origine de ladissipation de puissance:on parle de
chauffage collisionnel ouohmique. Danslesplasmas
radiofréquenceàtrèsfaible pression,le déphasage entreJet
Epeut avoir une origine non-collisionnelle (parfoisappelée
stochastique) provenantde lalocalisation duchamp électri-
queRF danslesgaines.L’énergie acquise parlesélectrons
lors du transitdanslagaine n’est pasdissipée localement
danslesgainesmaisdans tout le plasma.Ilenrésulteun
déphasage aléatoire entre le champ etle courantquicontri-
bue de façon importanteauchauffage danslesplasmasfai-
blementcollisionnels.
mdv
dteEmv
ezzemz
=−− ν
ν
m
EE
ve
mj E
zem z
=−
+()
ων
EEEE
Jen vjEE
j
zezzdcm
mz
=−+ =+
+
ωεσν
ων
0
2
22
ωω εω
ων
0
2
22
1−+
pe
mz
E E
σν
dceem
ne m=2/()
ωε
pe ee
ne m
220
/()=
PJEE
zdcm
m
=
()
=+
1
2
1
2
*22
22
Re·
EEE
σν
ων
Figure3–Diagramme Flux-Energie desionsdans une décharge capacitive
(modèle – traits pointillés–,mesures–symboles–).