DENSITES ABSOLUES DE OH MESUREES PAR FLUORESCENCE INDUITE PAR LASER DANS LE JET DE PLASMA 

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Les décharges à barrière diélectrique

Une décharge à barrière diélectrique est générée entre deux électrodes dont au moins une est recouverte d’un matériau diélectrique. Différentes configurations d’électrodes sont ensuite possibles : planes, cylindriques, point-plan, etc. Ce type de décharge a été découvert en 1857 par W. Siemens et est utilisé dans de très nombreuses applications nécessitant de générer des plasmas froids à la pression atmosphérique [21]. La présence d’un diélectrique permet de limiter l’énergie déposée dans la décharge et d’éviter le passage à l’arc. Il faut cependant utiliser une tension alternative pour entretenir la décharge, sinusoïdale ou impulsionnelle, en raison de la présence du diélectrique. Dans cette configuration, lorsque la tension appliquée devient suffisamment forte pour entraîner le claquage du gaz, un canal conducteur se forme entre les deux électrodes (Figure 1.6 (a)). A la pression atmosphérique dans le cas d’une décharge à barrière diélectrique, ce canal conducteur est appelé micro-décharge et son rayon est de l’ordre de la centaine de micromètres [89]. Un courant va alors pouvoir circuler dans l’espace inter électrode à partir de ce canal, entraînant l’accumulation de charges négatives à la surface du diélectrique. Cette accumulation de charges sur le diélectrique entraîne une chute locale de la tension inter-électrode conduisant alors l’extinction de la micro-décharge et prévenant l’apparition d’un arc. De nouvelles micro-décharges peuvent alors se former à de nouvelles positions ne présentant pas de charges résiduelles sur le diélectrique (Figure 1.6 (b)). La génération de micro-décharges persiste jusqu’à l’inversion de polarité des électrodes (Figure 1.6 (c)). Enfin, les charges accumulées sur le diélectrique facilitent la formation de nouvelles décharges, permettant le claquage du gaz sous un champs électrique réduit.

Les jets de plasma froid à la pression atmosphérique

Une autre façon de générer un plasma froid à la pression atmosphérique est d’utiliser des dispositifs permettant la formation d’un « jet de plasma » dans l’air ambiant. Nous verrons notamment que la génération d’un jet de plasma partage plusieurs mécanismes communs avec les décharges de type streamer et les DBD.

Généralités des jets de plasma froid DBD

Les jets de plasma constituent une des sources parmi les plus utilisées dans de nombreuses applications nécessitant des plasmas. Un des avantages de ce type de source est de permettre la génération d’un plasma directement dans l’air ambiant ; le plasma n’est pas confiné entre des électrodes et s’étend sur plusieurs centimètres dans l’air ambiant, permettant le traitement de n’importe quel type de surface dans différentes configurations. La plume plasma générée est stable, homogène et à la température ambiante, ce qui permet de traiter directement la matière vivante. Ce sont des dispositifs relativement récents et différentes configurations existent à l’heure actuelle, comme le montre la Figure 1.7 [22]–[24]. Dans ces configurations, plusieurs électrodes peuvent être présentes et avoir soit une forme annulaire autour d’un tube diélectrique soit une forme de pointe à l’intérieur du tube.

Génération et propagation de l’ondes d’ionisation

Le jet de plasma issu du tube diélectrique semble être un phénomène continu et stable quand il est observé à l’oeil nu. Pourtant, de nombreuses études ont mis en évidence que le jet plasma est formé par la propagation rapide d’ondes d’ionisation successives dans le flux d’hélium [32]–[35]. Ces travaux ont montré que la formation et la propagation d’une onde d’ionisation possèdent de nombreuses similitudes avec les streamers. L’onde d’ionisation se forme dans le tube diélectrique au niveau des électrodes et se propage dans le flux d’hélium à une vitesse comprise entre 106 et 108 cm.s-1. Plusieurs équipes ont étudié les mécanismes physiques gouvernant la génération et la propagation des ondes d’ionisation dans les jets plasmas, par l’expérimentation et la modélisation.
Figure 1.9 : Images obtenues avec une caméra rapide montrant la propagation d’une boule de plasma (l’onde d’ionisation) dans un jet plasma d’hélium à t0=0 μs et t1=t0+5 μs (D’après Teschke et al. 2005 [32]).
Yousfi et al. ont confronté des mesures expérimentales avec un modèle fluide du jet de plasma. D’après leur simulation, la formation de l’onde d’ionisation n’est possible qu’en considérant les processus d’ionisation pas à pas des métastables de l’hélium [34]. L’onde d’ionisation se propage dans le tube en présentant un fort champ électrique en tête de l’onde, de la même manière qu’un streamer. Une pré-ionisation du gaz en tête de l’onde d’ionisation permet la propagation de l’onde dans le gaz, notamment grâce à l’ionisation Penning impliquant les métastables de l’hélium. Ici, les processus de photoionisation, qui jouent un rôle majeur dans la propagation des streamers positifs, ne sont pas essentiels à la propagation d’une onde d’ionisation générée par un jet plasma DBD. Breden et al. ont également réussi à modéliser la propagation d’une onde d’ionisation sans prendre en compte les processus de photoionisation en tête de l’onde d’ionisation [36]. Cependant, la vitesse de propagation de l’onde d’ionisation est plus importante en prenant en compte ce phénomène. La tête de l’onde d’ionisation possède un fort champ électrique et un haut taux d’ionisation distribués de manière annulaire en suivant les parois du tube diélectrique [35]. Cette forme annulaire est observée expérimentalement par imagerie et par simulation dans de nombreux travaux [37]–[41]. Ces observations montrent toutes que l’onde d’ionisation se propage avec une forme annulaire à l’intérieur du tube, puis tend à se refermer sur son centre pour former une boule au fur et à mesure de sa propagation dans le flux d’hélium à l’extérieur du tube, comme montré Figure 1.10 issu des simulations de Boeuf et al. [35].

Interaction du jet plasma avec une surface

Dans les différentes applications employant des jets plasmas, la plume plasma est emmenée à interagir avec différents types de surface, qu’elle soit conductrice ou diélectrique, solide ou liquide. La surface traitée va être modifiée par le plasma ; des espèces réactives vont être transportées vers la surface qui sera également soumise à des émissions UV-visible et un champ électrique. Mais le plasma va également être modifié par la présence de la surface et la dynamique de la décharge peut être considérablement modifiée par rapport à ce qui peut être observé en jet libre. De nombreux travaux de modélisation ont été réalisés afin de comprendre les mécanismes impliqués dans la dynamique de l’onde d’ionisation lors de l’impact sur une surface. Sakiyama et al. ont modélisé l’interaction d’un jet plasma RF sur différentes surfaces [40]. Leurs travaux ont montré que la dynamique et la structure du plasma sont fortement influencées par les propriétés électriques de la surface en interaction avec le plasma. Le plasma est plus intense lorsqu’il interagit avec une cible conductrice par rapport à une surface diélectrique. Norberg et al. ont montré qu’une surface avec une faible permittivité diélectrique entraîne la propagation de l’onde d’ionisation sur sa surface, tandis qu’une surface avec une forte permittivité diélectrique entraîne un réamorçage de la décharge lors de l’impact de l’onde d’ionisation sur la surface et la formation d’un canal de conduction [129]. D. Breden et L. L. Raja ont modélisé un jet plasma en interaction avec une surface diélectrique (Figure 1.15) et ont montré que la propagation de l’onde d’ionisation dans l’air ambiant et sur une surface diélectrique est fortement influencée par le ratio He/air. Pour un certain pourcentage, la quantité d’air devient trop importante et atténue la présence des électrons en tête de l’onde d’ionisation, stoppant ainsi sa propagation.
Figure 1.15 : Densité électronique (a) et potentiel électrique (b) dans le jet plasma en interaction avec une surface diélectrique pour différents instants après application de la tension (D’après D. Breden et L.L.Raja 2014 [130]).
Expérimentalement, Hofmann et al. ont étudié l’influence de différentes surfaces sur un jet de plasma d’argon RF [131]. Ils ont observé que la puissance dissipée dans le plasma et la température du gaz augmente significativement lorsque le plasma est en contact direct avec une surface conductrice. Ainsi, la présence d’une surface semble modifier le circuit électrique équivalent de la décharge, entraînant une modification de sa dynamique. L’impact de la présence d’une surface sur la concentration de métastables d’hélium (23S1) et le champ électrique d’un jet plasma a été étudié par Darny et al. [132]. Une augmentation de la densité de métastables d’hélium dans la plume plasma et une modification du champ électrique longitudinal et radial ont été observées. La distribution et la densité des espèces générées dans le plasma peuvent également être influencées par la présence d’une surface. La Figure 1.16 issue des travaux de W.Yan et D.J.Economou montre la distribution de certaines espèces générées par un jet plasma lors de l’interaction avec une surface conductrice [133]. Pour une cible conductrice, la densité des espèces est importante et maximale au centre de l’axe de propagation de l’onde d’ionisation. Les auteurs ont montré que pour une surface diélectrique, la distribution des espèces sur la surface présente au contraire une forme annulaire avec des densités moins importantes.

Caractéristiques du jet plasma d’hélium

Configuration du jet plasma

La configuration du jet de plasma, basée sur le principe des décharges à barrières diélectriques, est présentée dans cette partie et sera conservée pour le reste de cette étude. Un schéma descriptif du dispositif est présenté sur la Figure 2.1. Le jet de plasma est constitué d’un tube diélectrique en quartz de diamètre interne 4 mm, de diamètre externe 6 mm et long de 22 cm. Deux électrodes en aluminium de largeur 20 mm et espacées de 10 mm sont entourées autour du tube. Ces électrodes peuvent également être remplacées par des électrodes dites « transparentes » constituées d’un fin grillage métallique dans une matrice conductrice, permettant ainsi le suivi de l’évolution spatiotemporelle de la décharge à l’intérieur du tube diélectrique. L’électrode supérieure est reliée à la haute tension, l’électrode inférieure, située au voisinage de la sortie du tube, est reliée à la masse. Le dispositif est ensuite confiné dans une matrice isolante afin d’assurer une manipulation sans danger.

Alimentation électrique du jet plasma

Le jet plasma est généré par application d’un champ électrique aux bornes des électrodes entourant le tube de quartz, permettant l’ionisation de l’hélium. Ce champ électrique est généré en appliquant une tension impulsionnelle positive à l’électrode supérieure (anode en rouge Figure 2.1) et en connectant l’électrode inférieure à la masse (cathode en noire Figure 2.1). La tension impulsionnelle est fournie par un générateur de tension continue Technix HV SR10-R-300 associé à un hacheur haute tension série DEI PVX-4150. Le hacheur est commandable soit par un générateur de signal Armexel PDG-2520 soit par un générateur de délai DG 645, qui sera également utilisé pour la synchronisation des mesures avec le laser pour les expérimentations LIF. Cette commande permet ainsi de contrôler les paramètres (fréquence et durée) des impulsions de tension délivrées par l’alimentation. Les impulsions de tension générées présentent un temps de montée et de descente d’environ 60 ns, une amplitude maximale de 10 kV, une fréquence de répétition variable allant jusqu’à 10 kHz et une largeur d’impulsion variable de 250 ns à 1,75 s. La largeur de l’impulsion de tension est fixée à 1 μs et restera inchangée tout au long de ce travail. Les paramètres électriques utilisés pour le jet plasma dans les expérimentations des différents membres de l’équipe PRHE pour le traitement de cellules cancéreuses et la cicatrisation des plaies sont :
• Seuil des impulsions : 10 kV.
• Fréquence de répétition des impulsions : 10 kHz.
• Largeur des impulsions : 1 μs.
Ces valeurs ont été fixées à cause des contraintes techniques de l’alimentation haute tension utilisée dans les expérimentations du groupe PRHE. Ces paramètres seront repris comme paramètres de base dans la plupart des expérimentations qui seront présentées dans ce travail.
Le profil d’une impulsion de tension générée par l’alimentation est représenté Figure 2.2. Le signal électrique a été mesuré au niveau de l’électrode haute tension du dispositif au moyen d’outils de diagnostics électriques qui seront décrits en détail ultérieurement dans ce chapitre.

Diagnostics optiques

Les diagnostics optiques sont utilisés pour la caractérisation des plasmas depuis de nombreuses années. Ils présentent l’avantage d’être non intrusif et de pas influencer le plasma lors de l’acquisition de la mesure. Le plasma est un milieu hautement collisionnel et réactif dans lequel sont générées de nombreuses espèces excitées. La plupart de ces espèces se désexcitent par émission de photons et sont dites émissives. Ainsi, l’étude des photons émis par le plasma permet d’obtenir des informations sur la distribution de ces espèces ainsi que leur température. L’utilisation d’une caméra rapide intensifiée permet de suivre le développement et la propagation des ondes d’ionisation générées dans le jet plasma. Ces caméras permettent d’accumuler des images sur des temps très courts de l’ordre de la nanoseconde, ce qui en font des outils adaptés à l’étude de phénomènes rapides comme la génération d’un plasma. L’utilisation de filtres passe-bandes couplés à une caméra rapide permet de suivre l’émission de certaines espèces émissives et ainsi d’obtenir des cartographies d’espèces excitées résolues temporellement. Enfin, la fluorescence induite par laser (LIF) permet d’obtenir des densités absolues d’espèces non émissives à leur état fondamental avec une bonne résolution spatiale et temporelle afin de comparer la densité et la distribution de ces espèces en fonction de différents paramètres opératoires. En particulier, nous nous intéresserons à la mesure de densités absolues de OH, une espèce radicalaire jouant un rôle clé dans les applications biomédicales des jets de plasma.

Spectroscopie d’émission optique

Afin d’observer l’émission des espèces excitées générées dans le plasma, un spectromètre Princeton Instruments Acton SP 2750 ayant une longueur focale de 0,75 m a été utilisé. Ce spectromètre est équipé de trois réseaux de diffraction :
• 2400 tr/mm blazé à 250 nm pour les émissions dans l’ultraviolet (UV).
• 1800 tr/mm blazé à 500 nm pour les émissions dans le visible.
• 600 tr/mm blazé à 500 nm pour les émissions dans le visible et le proche infrarouge.
Le spectromètre possède ainsi un domaine spectral allant de 200 nm jusqu’à 920 nm. Une caméra intensifiée ICCD Princeton Instruments PIMAX 512×512 pixels est couplé au spectromètre afin de collecter la lumière résolue spectralement en sortie du monochromateur. La largeur de la fente d’entrée du spectromètre est fixée à 200 μm. Les photons émis par le plasma sont collectés au moyen d’une lentille convergente de 75 mm de focal associé à une fibre optique LG-UV-silicium 455-020-3 de diamètre 600 μm connectée au spectromètre. Un diaphragme de 1 mm peut être placé devant la lentille de focalisation afin d’avoir une meilleure résolution spatiale lors de l’acquisition de spectres du jet plasma. Un filtre coupant les rayonnements UV est utilisé lors de l’étude dans le domaine visible à partir de 500 nm afin d’éviter le recouvrement des spectres UV du second ordre avec les spectres visibles.

Détermination de la température du gaz

La température rotationnelle du radical OH est en général proche de la température des particules lourdes contenues dans le gaz ; elle est donc usuellement utilisée pour estimer la température du gaz [140]–[142]. La bande moléculaire OH(A2Σ+,v′=0) →OH(X2Π,v′′=0) aux alentours de 307 nm est un système couramment utilisé pour déterminer la température d’un gaz. Ce système à l’avantage d’être bien isolé des raies d’émission des autres espèces pouvant perturber le spectre de OH et d’être particulièrement intense dans la plupart des conditions expérimentales rencontrées dans ce travail. L’intensité d’une raie d’émission étant dépendante de la température, il est possible de comparer un spectre expérimental avec un spectre théorique pour en tirer une valeur approchée de la température du gaz dans le plasma étudié. La Figure 2.6 montre la comparaison d’un spectre expérimental de OH acquit dans le jet plasma avec un spectre simulé sur le logiciel LIFBASE pour une température connue (ici 400 K). En considérant que l’état excité ?H(A2Σ+) est en équilibre thermodynamique avec les particules lourdes du gaz (ce qui est généralement le cas à la pression atmosphérique, où les durées de vie des espèces excitées sont courtes et où les populations des états rotationnels des états excités sont dites thermalisées), nous pouvons considérer la température du gaz comme proche de celle utilisée pour simuler le spectre théorique.

Dispositif expérimental pour LIF et PLIF

La fluorescence induite par laser (LIF) est une technique de diagnostic optique utilisant un laser accordable en longueur d’onde pour exciter des molécules dans leur état fondamental vers un état électronique supérieur spécifique. Les molécules excitées de l’espèce étudiée vont ensuite se désexciter en émettant des photons de fluorescence. La quantité de photons ainsi collectée est alors proportionnelle à la densité de molécule à l’état fondamental. La difficulté de ce type de mesures réside dans la prise en compte de la désexcitation de l’état excité par collisions (quenching) avec des particules lourdes du gaz et non par émission de photons. Dans ce travail, la LIF sera utilisée pour mesurer des densités absolues de radicaux OH générées dans le jet plasma. Cette méthode sera détaillée dans le chapitre 4 qui lui est consacré. Le schéma du dispositif expérimental utilisé pour les mesures LIF est montré Figure 2.12. Le faisceau laser utilisé pour exciter les radicaux OH est obtenu avec un laser à colorant Sirah Cobra Stretch CSTR-DA-18 pompé par un laser Nd :YAG Spectra-Physics LAB150. La longueur d’onde du laser en sortie du Nd :YAG est de 532 nm, la durée d’une impulsion laser est de 7 ns et la fréquence de répétition des impulsions est de 30 Hz. Le colorant utilisé est de la Rhodamine 6G. Le faisceau laser est doublé en fréquence par un cristal BBO (bêta-borate de barium). En sortie du laser à colorant, le faisceau laser est accordable en longueur d’onde dans une plage spectrale allant de 279,5 à 288 nm. L’énergie des impulsions laser en sortie du laser à colorant est mesurée par un énergie mètre PE9-C Ophir et contrôlée par un atténuateur laser motorisé Standard 10 MVAA. Le faisceau laser est gaussien, de largeur à mi-hauteur 0,2 pm et est polarisé verticalement. Il est orienté vers le jet plasma monté sur triple axe motorisé afin de déplacer la zone mesurée par le laser dans le jet avec une résolution de 0,1 mm. Le laser passe à travers un diaphragme de 1 mm avant d’être focalisé dans le jet plasma au moyen d’une lentille convergente de focale 250 mm. Le beam waist du faisceau laser mesuré par une lame de rasoir est de 17 μm dans la zone de focalisation située dans le jet plasma.
L’allumage des lampes et le Q-switch du laser YAG sont synchronisés avec la tension d’alimentation de la décharge au moyen d’un générateur de délai Stanford Research Systems DG645. La mesure d’un signal LIF s’effectue toujours après la fin de la décharge afin d’éviter la collecte de photons issus de l’émission propre de la décharge en même temps que les photons de fluorescence induits par le laser. Pour ce faire, le générateur de délai nous permet de retarder la décharge d’un certain délai afin d’effectuer la mesure au temps désiré après la décharge.

Table des matières

INTRODUCTION
CHAPITRE 1 CONTEXTE DE L’ETUDE
1.1 GENERALITES SUR LES PLASMAS
1.1.1 Définition du plasma
1.1.2 Caractéristiques des plasmas
1.2 PLASMA FROID A LA PRESSION ATMOSPHERIQUE
1.2.1 Génération d’un plasma froid à la pression atmosphérique
1.2.1.1 Claquage du gaz et courbes de Paschen
1.2.1.2 Processus d’ionisation
1.2.1.3 Les collisions entre particules dans un plasma
1.2.1.4 Production d’espèces excitées
1.2.1.5 Processus de recombinaison électronique et d’échange de charges
1.2.1.6 Processus impliquant des ions négatifs
1.2.1.7 Production de radicaux dans les plasmas froids
1.2.1.8 Génération et propagation d’un streamer
1.2.1.9 Les décharges à barrière diélectrique
1.2.2 Les jets de plasma froid à la pression atmosphérique
1.2.2.1 Généralités des jets de plasma froid DBD
1.2.2.2 Génération et propagation de l’ondes d’ionisation
1.2.2.3 Analyse des espèces générées dans un jet plasma
1.3 APPLICATIONS DES JETS DE PLASMA
1.3.1 Généralités sur les applications des plasmas
1.3.2 Applications du jet de plasma d’hélium
1.3.3 Interaction du jet plasma avec une surface
1.4 OBJECTIFS DE LA THESE
CHAPITRE 2 MATERIEL ET METHODE
2.1 CARACTERISTIQUES DU JET PLASMA D’HELIUM
2.1.1 Configuration du jet plasma
2.1.2 Alimentation électrique du jet plasma
2.1.3 Surfaces en interaction avec le jet plasma
2.2 DIAGNOSTICS ELECTRIQUES
2.2.1 Mesure de tension
2.2.2 Mesure de courant
2.2.3 Puissance et énergie
2.3 DIAGNOSTICS OPTIQUES
2.3.1 Spectroscopie d’émission optique
2.3.1.1 Détermination de la température du gaz
2.3.2 Imagerie rapide
2.3.2.1 Caméra ICCD
2.3.2.2 Imagerie filtrée
2.3.2.3 Inversion d’Abel
2.3.3 Imagerie Schlieren
2.3.4 Dispositif expérimental pour LIF et PLIF
2.4 ANALYSE DE L’EAU TRAITEE PAR JET PLASMA
2.4.1 Mesure de pH et de conductivité
2.4.2 Mesure des concentrations d’espèces à longue durée de vie dans les liquides
CHAPITRE 3 CARACTERISATION ELECTRIQUE ET OPTIQUE DU JET DE PLASMA D’HELIUM
3.1 DIAGNOSTICS ELECTRIQUES DU JET PLASMA
3.1.1 Courant de décharge en jet libre
3.1.2 Influence de la surface sur le courant mesuré
3.1.3 Influence du débit d’hélium et de la distance entre la surface et le tube
3.1.4 Mesure de courant au niveau des surfaces traitées
3.2 DISTRIBUTION ET MODIFICATION DU FLUX D’HELIUM
3.2.1 Influence de la décharge sur le flux d’hélium
3.2.2 Influence du débit et de la surface
3.2.3 Influence de la distance entre la surface et le tube diélectrique
3.2.4 Discussion de l’impact des différents paramètres sur la distribution du flux d’hélium
3.3 PROPAGATION DU JET DE PLASMA D’HELIUM
3.3.1 Génération de la décharge et propagation de la décharge en jet libre
3.3.2 Interaction de l’onde d’ionisation avec des surfaces
3.3.3 Influence de la distance d’exposition des surfaces et du débit d’hélium
3.3.4 Discussion sur le comportement de l’onde d’ionisation après impact sur les différentes surfaces
3.4 DISTRIBUTION DES ESPECES EXCITEES LE LONG DU JET DE PLASMA
3.4.1 Emissions du jet de plasma
3.4.2 Distribution spatiotemporelle des espèces excitées
3.4.3 Distribution des espèces émissives du jet de plasma intégrée dans le temps
3.4.4 Mécanismes de formation des espèces excitées
3.5 CONCLUSION DU CHAPITRE
CHAPITRE 4 DENSITES ABSOLUES DE OH MESUREES PAR FLUORESCENCE INDUITE PAR LASER DANS LE JET DE PLASMA 
4.1 MODELE LIF OH
4.1.1 Structure du radical OH
4.1.2 Principe de la mesure LIF OH
4.1.2.1 Schéma d’excitation
4.1.2.2 Modèle LIF OH
4.1.3 Acquisition et calibration du signal LIF
4.1.3.1 Spectres d’émission de fluorescence
4.1.3.2 Spectres d’absorption
4.1.3.3 Intensité du signal LIF et effet de saturation
4.1.3.4 Calibration Rayleigh dans l’air ambiant
4.1.3.5 Mesure de la composition du gaz dans le volume de détection
4.2 MESURE DES DENSITES DE OH DANS LE JET DE PLASMA
4.2.1 Cartographie de la densité de radicaux OH dans le jet plasma par LIF
4.2.1.1 Acquisition des points de mesure
4.2.1.2 Jet de plasma en configuration jet libre
4.2.1.3 Influence de la présence de surfaces sur la densité absolue de OH
4.2.1.4 Evolution de la densité de OH en fonction du temps
4.2.2 Cartographie de la densité de radicaux OH dans le jet plasma en fonction de différents paramètres
4.2.2.1 Influence de la mise à la masse des surfaces
4.2.2.2 Influence de la tension appliquée
4.2.2.3 Influence du débit d’hélium
4.2.2.4 Influence du délai entre la décharge et l’impulsion laser.
4.2.2.5 Discussion sur les mécanismes de génération du OH dans le jet de plasma
4.3 CONCLUSION DU CHAPITRE
CHAPITRE 5 ANALYSE DES CONCENTRATIONS D’ESPECES REACTIVES A LONGUE DUREE DE VIE DANS L’EAU ACTIVEE PAR PLASMA
5.1 EVOLUTION DES CARACTERISTIQUES DE L’EAU ULTRAPURE TRAITEE PAR JET DE PLASMA
5.1.1 Evolution de la conductivité électrique
5.1.2 Evolution du pH
5.2 CONCENTRATIONS D’ESPECES REACTIVES A LONGUE DUREE DE VIE
5.2.1 Concentration de H2O2, NO2- et NO3-
5.2.2 Influence du débit d’hélium et de la distance de traitement sur les concentrations de H2O2, NO2- et NO3-
5.2.3 Influence du pourcentage d’oxygène ajouté au flux d’hélium
5.2.3.1 Densités d’espèces à longue durée de vie en fonction du pourcentage d’oxygène
5.2.3.2 Influence du pourcentage d’oxygène sur les caractéristiques du jet de plasma
5.3 MECANISMES DE PRODUCTION DES ESPECES REACTIVES A LONGUE DUREE DE VIE DANS L’EAU ULTRAPURE TRAITEE
5.3.1 Peroxyde d’hydrogène (H2O2)
5.3.2 Nitrites (NO2-) et nitrates (NO3-)
5.4 CONCLUSION DU CHAPITRE
CONCLUSIONS ET PERSPECTIVES
ANNEXE A
A.1 DIAGNOSTICS ELECTRIQUES DU JET DE PLASMA
A.2 DISTRIBUTION ET MODIFICATION DU FLUX D’HELIUM
A.3 PROPAGATION DU JET DE PLASMA D’HELIUM
A.4 DISTRIBUTION DES ESPECES EXCITEES
ANNEXE B
B.1 SPECTRES D’EMISSION DE FLUORESCENCE
B.2 MESURE DE LA COMPOSITION DU GAZ DANS LE VOLUME DE DETECTION
BIBLIOGRAPHIE

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