recombinaison) en post-DBD : inter-diélectriques et post-diélectriques
Les courants d’ions entrants et les profils de densité d’ions dans le chargeur sont contrôlés par les mécanismes de décroissance des ions pendant leur transit. Par une étude qualitative, nous déterminerons l’influence de ces mécanismes sur le courant d’ions en post-décharge ce qui permettra dans le paragraphe V.6 d’estimer les conditions de charge.
V.5.1. Dans l’espace inter-diélectriques
Après avoir été produits et extraits des filaments, les ions transitent dans l’espace inter-électrodes et dans l’espace inter-diélectriques avant d’être injectés dans le chargeur (cf. Figure V-1). Pour augmenter les courants d’ions entrant dans le chargeur, il est donc nécessaire de déterminer les mécanismes contrôlant les variations de densité d’ions dans l’espace inter-diélectriques.
La Figure V-6 représente le courant d’ions en post-décharge selon la tension appliquée (Ucc) à débit fixé de 4 L.min-1 correspondant au milieu de gamme de l’étude dans la configuration 1 pour une distance inter-diélectriques de 1 mm et une distance entre la décharge et la sortie des diélectriques de 25 mm. Les lignes verticales délimitent les gammes de tensions de transition (en pointillé = début de transition et en trait pleins = fin de transition) entre les différentes auto-organisations des filaments identifiées au paragraphe IV.6.
Figure V-6 : Iions selon Ucc en configuration 1 pour un débit de 4 L.min-1 et dsortie=25 mm Sur la Figure V-6 à forte tension (> 14 kV), le courant d’ions diminue à tension croissante alors que la production d’ions augmente (cf. V.3). Ce résultat est cohérent avec une
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augmentation de la collection dans l’espace inter-électrodes et inter-diélectriques en post-DBD liée à l’augmentation du champ de Laplace dans l’espace électrodes et inter-diélectriques.
Pour confirmer que les pertes par collection électrostatiques sont bien le mécanisme dominant, le courant d’ions est mesuré à débit constant de 4 L.min-1 et à volume constant (2,47 cm-3), c'est-à-dire à temps de transit constant, en aval des diélectriques dans la configuration 1 pour des distances entre la décharge et la sortie des diélectriques de 10, 25 et 40 mm. La longueur de l’électrode est de 3 cm. La largeur de l’espace inter-diélectriques est de 36 mm et la distance inter-diélectriques est de 1 mm. La Figure V-7 représente le courant d’ions positifs (étant donnée la similarité entre les courants des deux polarités) et le rapport Iions/Idécharge (mesuré/produit) en fonction du temps de transit total (temps inter-diélectriques variable et temps en aval des inter-diélectriques constant).
Figure V-7 : a) Iions+ et b) Iions/Idécharge selon le temps de transit du gaz dans l’espace inter-diélectriques
Le courant d’ions mesuré diminue de 2 ordres de grandeur lorsque le temps de transit évolue de 42 ms à 56,5 ms. Cette amplitude de variation est incompatible avec un processus de perte par diffusion dominant qui induirait des pertes de l’ordre de 15% (cf. Annexe 11 ). De plus, la recombinaison ion-ion engendre une diminution de courant inférieure à un facteur 2 (cf. § V.5.2). Ainsi, l’écart de deux ordres de grandeur ne peut s’expliquer que par un mécanisme de collection électrostatique dominant dans l’espace inter-diélectriques, lié aux composantes de champs de Laplace, de charge d’espace et de surface perpendiculaires aux diélectriques. Le rôle de la précipitation électrostatique permet d’interpréter l’augmentation des courants d’ions mesurée à distance inter-diélectriques croissante (cf. §V.4).
116 V.5.2. En aval des diélectriques
La Figure V-8 représente pour la configuration 1 (a) les courants d’ions Iions+ et –Iions- ainsi que (b) le rapport Iions+/Idécharge selon le temps de transit contrôlé par la longueur du tube à diamètre constant (diamètre de 4 mm). La longueur des électrodes est de 1 cm, la distance inter-diélectriques de 1,6 mm, la largeur de passage du gaz de 1,7 cm et la distance entre la décharge et la fin des diélectriques de 7 mm. Le courant de décharge est de 0,8 mA et le débit de 4 L.min-1.
Figure V-8 : (a) Iions et Iions/Idécharge selon le temps de transit
L’ordre de grandeur du rapport du courant d’ions sur le courant de décharge évolue de 10-7 à 10-8 pour des temps de transit de 50 à 500 ms. De plus, la pénétration des ions (rapport entre la densité moyenne sur la section de sortie sur la densité moyenne sur une section en entrée d’un système) est de 30% pour des temps de 42 à 143 ms (soit en 100 ms). Le rapport des courants et la pénétration sont compatibles avec soit la collection électrostatique par self-répulsion d’un nuage unipolaire (i.e. en ne considérant qu’une polarité) soit la recombinaison d’un nuage homogène (cf. Annexe 11 ). Avec l’hypothèse que le tube de transport est de diamètre constant de 4 mm pour un débit fixé de 4 L.min-1 (les pertes par diffusion aux parois dépendant du diamètre du tube de transport), la pénétration liée aux pertes par diffusion est de 60% et non de 30%. Ainsi, même si la diffusion joue sur les décroissances de densité d’ions, ce n’est pas le mécanisme dominant.
Il reste à trancher entre la collection électrostatique et la recombinaison. Pour cela, nous nous appuyons sur la similarité des décroissances d’ions positifs et négatifs (Figure V-8 a). De 43 à 479 ms, la pénétration des ions positifs est de 25% et la pénétration des ions négatifs est de 22%. Les pénétrations d’ions des deux polarités sont proches avec une
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pénétration des ions positifs supérieure de 3 %. Cet écart s’amplifie lorsque le temps de transit augmente.
D’après les calculs détaillés dans l’Annexe 11 (pour lesquels les pertes par diffusion sont supposés négligeables), les pertes par self-répulsion de nuages unipolaires séparés ne permettent pas d’expliquer l’écart de 3% mesurés (soit un rapport de pénétration positive sur négative de 1,36). En effet dans ce cas, la pénétration des ions négatifs est inférieure à la pénétration des ions positifs avec un facteur entre 1,5 et 2 (selon la température et la densité initiales) entre les deux pénétrations, en raison de l’écart de mobilité des ions positifs et négatifs.
Dans le cas d’un nuage d’ions homogène, les pertes par self-répulsion (lié au champ de charge d’espace nette) entrainent une pénétration plus importante des ions négatifs liés à l’excès d’ions positifs. Cette hypothèse n’est donc pas cohérente avec les mesures car elle conduit à une pénétration des ions négatifs supérieure à celle des ions positifs contrairement à ce qui est mesuré. Il faut noter que la prise en compte des pertes par diffusion ne permet pas de compenser l’écart entre les mesures et les calculs.
Par principe, le champ de charge d’espace entraine un mélange des ions des nuages unipolaires (la densité nette est divisée par 2 pour des temps de l’ordre de 10 à 100 ms selon la densité initiale considérée de 1013 à 1012 m-3 (Cole & Jones, 2002)). Lors de l’homogénéisation, le système va évoluer d’une condition où la pénétration des ions positifs est supérieure à une condition où la pénétration des ions négatifs est plus importante. Cette évolution des pénétrations est incompatible avec l’amplification mesurée de l’écart entre la polarité positive en excès et la polarité négative.
L’écart mesuré entre les deux polarités avec une pénétration des ions positifs plus grande que celle des ions négatifs, sur l’ensemble de l’espace post-diélectriques ne peut donc s’expliquer que par un mécanisme de recombinaison dominant dans un nuage d’ions positifs et négatifs homogènement répartis. En effet, pour la recombinaison, la pénétration est plus forte pour la polarité en excès et est équivalente pour des densités équivalentes en polarité positive et négative. Par ailleurs, comme en post-source radioactive (cf.0), le courant net (i.e. l’écart entre le courant d’ions positifs et le courant d’ions négatifs) est contrôlé par les mécanismes de self-répulsion et de diffusion.
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Ainsi, le processus dominant en post-diélectriques est donc la recombinaison d’un nuage d’ions bipolaire homogène.
V.5.3. Conclusions
La Figure V-9 synthétise les conclusions concernant l’évolution des ions en post-décharge appliquée aux conditions retenues au §V.6.2.2 pour la charge bipolaire d’aérosol (en particulier pour le calcul des temps de transit).
Figure V-9 : résumé des processus dominant la décroissance des ions selon le temps de transit dans la condition retenue pour la neutralisation d'aérosol
Comme démontré précédemment par l’analyse de l’évolution des courants ioniques unipolaires en post-DBD, la précipitation électrostatique est le processus dominant la décroissance des ions dans la décharge et dans l’espace inter- diélectrique, alors qu’en aval des diélectriques, le processus de perte d’ions dominant est la recombinaison.
Les charges (ions et électrons qui s’attachent aux molécules électronégatives pour former les ions négatifs) produites pendant les filaments (≈ 10 ns, cf. §I.2.4.3) sont séparées dans des champs forts (> 105 V.m-1) jusqu’à l’inversion du champ électrique total dans l’espace inter-électrodes (toutes les 8 µs). Chaque filament (cf. §I.2.5.3) peut être considéré comme
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une source transitoire et récurrente d’ions bipolaires. Les ions produits par chaque filament sont initialement répartis en deux nuages unipolaires séparés de part et d’autre du filament de décharge à la fin de chaque filament. Les ions ainsi produits transitent dans des champs électriques oscillant à l’origine de la précipitation électrostatique jusqu’à la sortie des diélectriques (de 16 à 96 ms).
Dans l’espace inter-diélectriques, il existe une évolution de la distribution spatiale des ions bipolaires produits par chaque filament sous forme de nuages unipolaires séparés vers une distribution homogène en post-diélectriques où la recombinaison devient le processus de perte d’ions dominant.