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4.7 Résultats expérimentaux

4.7.2 Diagnostic du jet de plasma à partir des spectres moléculaires du radical OH 47

Nous avons mesuré la température du jet de plasma des régions comprises entre 1000 et 7500 K avec les spectres moléculaires du radical OH. Nous avons enregistré les spectres expérimentaux du radical OH sur plusieurs cordes du plasma et à différentes distances de la buse. Nous avons réalisé l’inversion d’Abel de ces profils. Les profils inversés des spectres de OH en fonction du rayon de plasma à 2 cm de la buse sont présentés sur la figure 4.13.

0.0 0.3

0.6 0.9 1.2 0

5000 10000 15000 20000

695.5 696.0

696.5 697.0

697.5 Intensite (u.a.)

Longueur d'onde (nm) Rayon (mm)

Figure4.10 – Inversion d’Abel des raies d’argon I à 696.5 nm en fonction du rayon à 0.2 cm de la buse

0.0 0.5 1.0 1.5 2.0

2.00E+022 4.00E+022 6.00E+022 8.00E+022 1.00E+023 1.20E+023 1.40E+023 1.60E+023 1.80E+023 2.00E+023

0 cm de la buse 0.1 cm de la buse 0.2 cm de la buse 0.3 cm de la buse 0.4 cm de la buse 0.5 cm de la buse 0.6 cm de la buse

Densité électronique (m-3)

Rayon (mm)

Figure4.11 – Densité électronique du jet de plasma en fonction du rayon à plusieurs distances de la buse calculée à partir des raies d’argon I à 696.5 nm

La technique de mesure de température du jet de plasma à partir du radical présentée ci-dessus nécessite de localiser et de mesurer l’intensité des groupes de raies G0, G1 et Gref. Par conséquent, nous avons écrit un programme permettant de supprimer le fond continu des spectres expérimentaux, de les normaliser par rapport au groupe de raies Gref, de mesurer le maximum d’intensité des groupes de raies G0 et G1, mais aussi la largeur du groupe de raies Gref à 0.7, 0.8 et 0.9 de son maximum. Grâce aux tableaux 4.2 et 4.3, et les relations permettant de déterminer la fonction d’appareil totale fournis dans la thèse d’Hervé Rabat [42], nous avons implémenté des

0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 10000

11000 12000 13000 14000 15000

0 cm de la buse 0.1 cm de la buse 0.2 cm de la buse 0.3 cm de la buse 0.4 cm de la buse 0.5 cm de la buse 0.6 cm de la buse

Temperature (K)

Rayon (mm)

Figure4.12 – Température électronique du jet de plasma en fonction du rayon à plusieurs distances de la buse calculée à partir des raies d’argon I à 696.5 nm

lignes de code pour calculer automatiquement la fonction d’appareil et la température du jet à partir des 3 groupes de raies de référence. Le tableau est constitué de valeurs discrètes, les résultats sont obtenus par interpolations linéaires. Les résultats des calculs sont présentés sur les figures 4.14 et 4.15.

Les spectres moléculaires sont visibles et exploitables de 0.6 cm de la buse à 6 cm de la buse.

Les températures du jet de plasma sont suffisamment élevées pour permettre de visualiser le radical OH jusqu’à 6 cm de la buse. La faible intensité des bandes spectrales au centre du jet entre 0.6 cm et 0.9 cm de la buse ne permet pas de déterminer la température avec le groupe de raies G0 et G1. Ceci signifie que l’air ambiant n’atteint pas le centre du jet de plasma en dessous d’un centimètre de la buse.

Entre 0.6 cm et 1 cm de la buse, la température des OH mesurée avec le groupe de raies G0

diminue proche du centre. De plus, au delà d’un centimètre de la buse, l’évolution de la température mesurée avec G0n’est pas en adéquation avec celle de la littérature. Il est donc préférable d’utiliser le groupe de raies G1comme pyromètre. H. Rabat prévoit dans sa thèse une marge d’erreur de 100 K entre la mesure de température obtenue avec G0 et celle obtenue avec G1. D’après les résultats des expériences, cette erreur est plus élevée.

Nous allons donc commenter les mesures de températures obtenues à partir du groupe de raies G1tracées sur la figure 4.16. La température mesurée à partir du groupe de raies G1du spectre OH augmente de 0,6 cm à 1 cm de la buse. Les températures déterminées par les spectres de l’argon à 0.6 cm de la buse sont supérieures à celles obtenues avec les bandes moléculaires du radical OH.

Le panache étudié est en voie d’extinction. La température du gaz diminue donc avec la distance à la buse. Ainsi, nous pouvons conclure que le radical OH n’est pas en équilibre thermique avec le plasma d’argon. La température du radical est donc différente de la température du jet entre 0,6 cm et 0,9 cm de la buse. La température du plasma atteint un maximum d’environ 6500 K sur le centre du jet à 1 cm de la buse. On peut donc admettre que la température indiquée par OH au dessus d’un centimètre de la buse est la température du plasma d’argon. Au-delà d’un centimètre de la buse, la température mesurée par OH diminue avec le rayon et la distance à la buse. Les températures sont proches en périphérie du jet quelle que soit la distance de la buse. À partir de 4 cm de la buse, les gradients radiaux de température sont extrêment faibles.

0

Figure4.13 – Inversion d’Abel des bandes moléculaires de OH à 2 cm de la buse

4.7.3 Mesure de la densité relative d’air présente dans le jet de plasma

L’interaction des jets de plasmas à pression atmosphérique à haute température, haute vitesse avec l’air froid ambiant affecte les caractéristiques du jet [46]. L’entrainement d’air altère la com-position chimique du jet et refroidit le jet créant une atmosphère oxydante et limitant l’efficacité de la fonte de particule qui peuvent être injectées dans le jet de plasma ainsi que leur accélération [47].

Ces changements de compositions, et plus particulièrement la présence d’oxygène dans les plasmas de dépôts par exemple influence la composition des dépôts. Par conséquent, il est nécessaire de connaître la quantité d’air pompé par le jet de plasma pour essayer de limiter leur impact.

Nous avons calculé la densité relative du radical OH présente dans le panache à partir de ses spectres. Le coefficient d’émission d’une raie spectrale de longueur d’ondeλul et de probabilité de transitionAul est donné par :

ǫul= Aul

Dans notre cas, on a : (les spectres ne sont pas calibrés en énergie) ǫul=αAul

-3 -2 -1 0 1 2 3 4

Température mesurée à partir de G0 Température mesurée à partir de G1

Temperature (K)

5500 Température mesurée avec G0

Température mesurée avec G1

Temperature (K)

Température mesurée à partir de G0 Température mesurée à partir de G1

Temperature (K)

Température mesurée à partir de G0 Température mesurée à partir de G1

Temperature (K)

Température mesurée à partir de G0 Température mesurée à partir de G1

Temperature (K)

Temperature mesurée avec G0 Temperature mesurée avec G1

Temperature (K)

Rayon (mm)

(f)

Figure4.14 – Température en fonction du rayon de plasma à (a) 0.6 cm de la buse,(b) 0.7 cm de la buse, (c) 0.8 cm de la buse,(d) 0.9 cm de la buse,(e) 1 cm de la buse,(f) 2 cm de la buse (calculée à partir des spectres de OH).

-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4

5500 Temperature mesurée à partir de G0

Temperature mesurée à partir de G1

Temperature (K)

Température mesurée à partir de G0 Température mesurée à partir de G1

Temperature (K)

Température mesurée à partir de G0 Température mesurée à partir de G1

Temperature (K)

Température mesurée à partir de G0 Température mesurée à partir de G1

Temperature (K)

Rayon (mm)

(d)

Figure4.15 – Température en fonction du rayon de plasma à (a) 3 cm de la buse,(b) 4 cm de la buse, (c) 5 cm de la buse,(d) 6 cm de la buse (calculée à partir des spectres de OH).

1 0

Distance a la buse (cm)

Rayon (mm) Temperature (K)

Figure4.16 – Température du jet en fonction du rayon de plasma calculée à partir du groupe de raiesG1 de OH

En passant au logarithme népérien, on a : ln (ǫul) = ln (α) + ln

En intégrant sur plusieurs longueurs d’onde, on a : (de 306.252 nm au maximum de G1 : n=27 raies rotationnelles) avec Θ (petit) la somme des énergies non prises en compte dans les 27 raies. La résolution du spectromètre ne permet pas de visualiser chaque raie rotationnelle, d’où des incertitudes dans le nombre de raies rotationnelles à considérer. Pour chaque rayon, nous ne calculons pas les termes 2 à 6 de l’expression précédente, car d’un spectre à l’autre ils ont la même valeur. Ainsi on peut réduire l’équation 4.22 :

nln (NOH)∝X

ln (ǫul). (4.23)

Les densités relatives de OH (nlnNOH) sont présentées sur le graphique 4.17.

-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4 1 0

3 2 5 4

6 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1

Densite relative de OH (u.a.)

Rayon (mm) Distance a la buse (cm)

Densite relative de OH (u.a.)

Figure 4.17 – Densité relative de OH en fonction du rayon de plasma (calculée à partir de la température donnée par G1de OH)

Le pompage de l’air extérieur se fait sur toute la longueur du jet de plasma.

De 1 cm à 6 cm de la buse :

Conformément à ce que prévoient Pan et Cheng [20, 17], la fraction molaire d’argon diminue avec la distance à la buse et le rayon de plasma. En contre partie, la densité relative de OH augmente. Au centre du jet de plasma, la densité relative de OH est moins importante que sur la périphérie. À partir de 3 cm de la buse, elle est stable en fonction du rayon de plasma.

De 0.6 cm à 0.9 cm de la buse :

Les valeurs de densité relative de OH au centre n’ont pas pu être calculées. L’intensité de la bande moléculaire était de l’ordre de grandeur du bruit car il n’y a pas de OH. Le débit d’argon gaine le centre du jet proche de la buse, ce qui ne permet pas à l’air ambiant d’y pénétrer. Ce flux d’argon crée une accumulation d’air sur la périphérie du plasma. Ainsi, plus on se rapproche de la buse, plus la densité relative de OH est élevée sur les bords car la zone d’accumulation est étroite. La zone proche de la buse, où il n’y a pas de radical OH pourrait correspondre à la zone du dard du

jet. Dans cette zone, la température du plasma et la vitesse du jet sont très élevées. Ces résultats ne sont pas discutés dans la littérature.

Finckeet al. ont travaillé sur des torches en régime turbulent fonctionnant à 900 A, avec un diamètre de buse de 8 mm et un débit d’argon 35.4 Nl/mn [47]. Tout comme dans nos expériences, aucune trace d’air n’est détectable au centre du jet de plasma avant 1 cm de la buse. Cette même équipe a également montré que des résultats analogues pouvaient être obtenus pour ce même jet alimenté en argon et hélium [46].