Soutenance mémoire
LES DECHARGES A PRESSION ATMOSPHERIQUE
A basse pression, l’amorçage d’un plasma peut être décrit par la théorie de Townsend. Elle repose sur la multiplication d’avalanches électroniques, avec comme source d’électrons secondaires l’émission par impact à la cathode.
Cependant, les observations faites à pression et espace inter électrodes élevés montrent que les vitesses de propagation observées sont bien trop grandes pour reposer sur ce processus. A pression atmosphérique, les streamers se propagent en quelques dizaines de nanosecondes. Un streamer est une charge d’espace qui se propage de proche en proche, c’est une onde d’ionisation. De telle ondes ont aussi été étudiées pour des pressions de quelques dizaines de millibars [Starikovskaïa 01]. Sur une telle échelle de temps, les ions sont considérés comme immobiles, et n’ont donc pas le temps d’aller impacter la cathode. De plus, les mesures montrent que la tension de claquage n’est pas influencée par le matériau constituant la cathode. Pour interpréter le mécanisme de propagation des streamers, une nouvelle théorie a donc dû être développée.
Propagation du streamer positif
Un streamer est constitué d’un canal faiblement ionisé. Ce canal se propage à une vitesse d’environ 10⁸ cm/s. Un streamer positif a la particularité de se propager en sens contraire des électrons (de l’anode vers la cathode). Cette caractéristique a nécessité le développement de nouvelles théories pouvant expliquer ce sens de propagation peu intuitif. Les mécanismes de propagation des streamers sont largement discutés dans les codes numériques [Pancheshnyi 00, Pancheshnyi 05a, Pancheshnyi 05b, Bourdon 07, Liu 07] .
Première avalanche électronique
L’application d’une différence de potentiel entre deux électrodes va permettre d’accélérer les électrons libres environnants. Le champ de claquage dans l’air est typiquement de l’ordre de 30 kV/cm. Une telle valeur permet à un électron libre de gagner en moyenne une énergie de quelques eV entre deux collisions. Il peut alors ioniser les molécules présentes dans le gaz. Si l’on considère une décharge dans l’air sec, il doit acquérir une énergie de 15.58 eV pour ioniser N2, et 12,07 pour O2 .
Mais d’où proviennent ces premiers électrons ? La source diffère selon l’historique du gaz. Dans le cas d’un gaz neutre, les électrons libres sont produits par les radiations cosmiques, avec un taux de 1 électron par cm³ et par seconde. Il en résulte une densité initiale très basse d’environ 10³ à 10⁶ cm-³ . Si le gaz a déjà connu un plasma, les ions négatifs peuvent devenir une source conséquente d’électrons par détachement [Pancheshnyi 05a]. La distribution de ces ions négatifs (ions oxygène par exemple) influence le trajet du streamer suivant. On peut citer comme exemple les décharges couronnes « auto pulsées ». Lorsque le temps entre deux décharges est suffisamment court, cet effet mémoire du gaz oblige les streamers à se propager le long d’un même canal.
Lorsque les premiers électrons ont acquis suffisamment d’énergie, ils ionisent les molécules du gaz, et produisent ainsi d’autres électrons. C’est la formation de la première avalanche proprement dite.
De l’avalanche primaire au streamer : formation d’avalanches secondaires
Pour que l’avalanche primaire puisse se transformer en streamer, elle doit avoir acquis une amplification suffisamment élevée. Cette condition est atteinte lorsque l’avalanche primaire a généré 10⁸ électrons. Cela équivaut à ce que le champ induit par le dipôle soit l’équivalent du champ appliqué. Ce critère est appelé « critère de Meek » [Meek 53].
Un streamer est en fait constitué d’une tête positive qui se propage de proche en proche. A l’extrémité de la tête, le champ induit vient amplifier le champ appliqué. La tête est donc une zone attractrice d’électrons. Mais justement, il faut produire de nouveaux électrons ! Le procédé le plus validé actuellement, même si il est toujours discuté, est la création de nouveaux électrons par photoionisation. Dans l’air, le rayonnement VUV émis par les molécules d’azote peut être absorbé par O2 et ainsi créer de nouveaux électrons par photoionisation. Les électrons secondaires sont alors accélérés vers la tête et vont neutraliser la zone positive. Derrière eux, ces électrons laissent une nouvelle tête positive et des espèces excitées. De nouveau, ces espèces photoionisent le gaz, et ainsi de suite. La tête positive se propage alors de proche en proche jusqu’à la cathode. Evidemment, dans le cas de N2 pur ou de gaz nobles, cette explication pose problème : comment une molécule de N2 pourrait émettre un rayonnement assez énergétique pour ioniser une autre molécule de N2 ? Il existe effectivement des codes numériques qui simulent la formation de streamers sans processus de photoionisation. Pour que cela fonctionne, il est nécessaire d’ensemencer le gaz avec des charges. Ces codes donnent des résultats en bon accord avec les simulations tenant compte de la photoionisation. Une telle hypothèse semble cependant peu réaliste. Expérimentalement, il est hasardeux d’affirmer que l’on travaille avec des gaz parfaitement purs. Les bouteilles comportent toujours un certain pourcentage d’impuretés. On peut parfois considérer que la décharge est initiée dans un mélange type N2/O2, en tenant compte de ces impuretés.
Propagation du streamer négatif
Si le critère de Meek est atteint à proximité de la cathode au lieu de l’anode, il y a formation d’un streamer négatif. Il s’agit d’une tête négative, qui se propage donc dans le même sens que les électrons. Les électrons en tête sont accélérés dans la zone d’amplification du champ, tandis que les électrons à l’arrière sont dans une zone de champ plus faible et contribuent à la neutralisation du canal. Des avalanches secondaires peuvent être produites par photoionisation en aval de la tête, même si dans le cas du streamer négatif cette composante de la propagation ne semble pas indispensable.
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Table des matières
INTRODUCTION GENERALE
CHAPITRE I : ETAT DE L’ART
1. INTRODUCTION
2. LES DECHARGES A PRESSION ATMOSPHERIQUE
2.1. PROPAGATION DU STREAMER POSITIF
2.2. PROPAGATION DU STREAMER NEGATIF
2.3. DECHARGES A BARRIERE DIELECTRIQUE (DBDS)
3. DIAGNOSTICS D IMAGERIE
3.1. STREAK CAMERA
3.2. CAMERA ICCD
3.3. METHODE DE SCHLIEREN
3.4. SPECTROSCOPIE D’EMISSION
4. DECHARGES DE SURFACE: LES FIGURES DE LICHTENBERG
4.1. LA DECOUVERTE
4.2. PREMIERES APPLICATIONS : LA FOUDRE ET LES FIGURES DE LICHTENBERG
4.3. LA TECHNIQUE « DUST FIGURE » : UNE CARTOGRAPHIE DES CHARGES EN SURFACE
4.4. MESURE QUANTITATIVE DES CHARGES EN SURFACE : LA CELLULE DE POCKELS
4.5. EXEMPLES DE FIGURES DE LICHTENBERG « NATURELLES »
4.6. INTERACTION ENTRE CHARGES DEPOSEES ET EMISSION DU PLASMA : PHENOMENES D’AUTO
DECLENCHEMENT
5. CHIMIE DU PLASMA D’AIR ET APPLICATIONS
5.1. PLASMA SEUL
5.2. COMBINAISON PLASMA ET (PHOTO)CATALYSE
6. LE PLASMA DE SURFACE DANS LE CONTEXTE DES INNOVATIONS TECHNOLOGIQUES
6.1. DOMAINE D’APPLICATION DOMINANT : LE CONTROLE DE FLUX
6.2. DOMAINE DE LA THESE : LE TRAITEMENT DE L’AIR
7. CONCLUSION
CHAPITRE II : DISPOSITIFS EXPERIMENTAUX
1. INTRODUCTION
2. REACTEUR
2.1. MATERIAUX
2.2. L’ENCEINTE
3. CIRCUIT ELECTRIQUE
3.1. CIRCUIT USUEL
3.2. CIRCUIT PULSE
3.3. CALCUL DE LA PUISSANCE INJECTEE
3.4. MESURES DE COURANT
4. IMAGERIE ICCD
4.1. TUBE INTENSIFICATEUR
4.2. CAPTEUR CCD
4.3. OBJECTIF PHOTO
4.4. PARAMETRES DE L’ACQUISITION
4.5. SYSTEME DE DECLENCHEMENT
4.6. TEMPS CARACTERISTIQUES
4.7. LIMITES DU SYSTEME
5. MESURES CHIMIQUES
5.1. MOLECULE EST MATERIAU UTILISES : L’ACETYLENE ET LE TIO2
5.2. DIAGNOSTICS
CHAPITRE III : MESURES INTEGREES
1. INTRODUCTION
2. IMAGERIE ICCD
2.1. PIC DE COURANT INDIVIDUEL
2.2. MESURES MOYENNEES
3. PREMIERS RESULTATS : MESURES DANS L AIR
3.1. METHODOLOGIE
3.2. RELATION INTENSITE DU COURANT/NOMBRE DE FILAMENTS
3.3. SYNCHRONISATION DES FILAMENTS ET AUTO ORGANISATION
3.4. LONGUEUR DES FILAMENTS ET TENSION APPLIQUEE
3.5. COMPARAISON ENTRE ALTERNANCES POSITIVES ET NEGATIVES
3.6. EVOLUTION TEMPORELLE DE L INTENSITE LUMINEUSE ET DU NOMBRE DE FILAMENTS
3.7. SYNTHESE DES RESULTATS
4. AVANT DE CONTINUER
4.1. MESURE DE LA CHARGE PAR FILAMENT
4.2. METHODOLOGIE POUR LES PROCHAINES MESURES
4.3. QUELLES CONDITIONS TESTER ?
5. MELANGE N2/O2
5.1. CARACTERISTIQUES ELECTRIQUES
5.2. MESURES INTEGREES DE L’ALTERNANCE POSITIVE
5.3. ALTERNANCE NEGATIVE
5.4. IMPORTANCE DE L’HISTORIQUE DE LA DECHARGE : LE CAS DE N2 PUR
6. INFLUENCE DE LA SURFACE
6.1. PARAMETRES ELECTRIQUES
6.2. MESURES INTEGREES DE L’ALTERNANCE POSITIVE
6.3. IMAGES DE L’ALTERNANCE NEGATIVE
6.4. CONCLUSION
7. AUTRES CONDITIONS
8. CONCLUSION
CHAPITRE IV : IMAGERIE NANOSECONDE
1. INTRODUCTION
2. PRINCIPE
2.1. CIRCUIT ELECTRIQUE
2.2. PARAMETRES D’ALIMENTATION
2.3. DECLENCHEMENT DE LA DECHARGE
2.4. SYSTEME DE MESURE
2.5. ACQUISITIONS
3. SYSTEME A UNE ELECTRODE DANS L’AIR
3.1. CHOIX DE LA CONFIGURATION ET PARAMETRES DE LA DECHARGE DECLENCHEE
3.2. IMAGES DE LA PROPAGATION
3.3. VITESSE DE PROPAGATION
3.4. SYNCHRONISME DES AMORÇAGES
4. DEUX ELECTRODES ACTIVES DANS L AIR
4.1. DISPOSITIF
4.2. CARACTERISTIQUES ELECTRIQUES
4.3. PARAMETRES DE LA DECHARGE DECLENCHEE
4.4. IMAGES DE LA PROPAGATION
4.5. VITESSE DE PROPAGATION.
4.6. ETUDE DU SYNCHRONISME DES FILAMENTS
5. UNE ELECTRODE DANS 95% N2 + 5 % O2
5.1. PARAMETRES ELECTRIQUES
5.2. PARAMETRES DE LA DECHARGE DECLENCHEE
5.3. IMAGES DE LA PROPAGATION
5.4. VITESSE DE PROPAGATION
5.5. SYNCHRONISME
6. QUELQUES IMAGES DANS L’ARGON
7. CONCLUSION: VALIDITE DE LA METHODE
7.1. LE NANOPULSE EST IL UNE BONNE SONDE ?
7.2. INFLUENCE DU CHAMP SUR LE PREMIER STREAMER QUI AMORCE
7.3. CONCLUSION GENERALE
CHAPITRE V : DEGRADATION DU C2H2
1. INTRODUCTION
2. ACTION DU PLASMA DE SURFACE
2.1. REACTEUR (A)
2.2. REACTEURS (B) ET (C) : REDUCTION DU VOLUME MORT
2.3. COMPARAISON AVEC LES RESULTATS ANTERIEURS
3. LE PLASMA DE SURFACE COMBINE AVEC LE TIO2
3.1. AJOUT DE MATERIAU DANS LA ZONE DE PLASMA
4. CONCLUSION
CONLUSION GENERALE
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