Figure 4.4 – Matrice CCD de la caméra
Le robot assurant le déplacement de la torche est interfacé avec un ordinateur (Amstrad PC 3286) de 640 Kb de mémoire de base. Nous avons écrit un programme en Quick Basic pour per-mettre au robot de se déplacer selon l’axe horizontal. La torche est déplacée selon l’axe horizontal est permet de mesurer la température du jet de plasma de la sortie de la buse à 6 cm de la buse.
4.5 Méthode de mesure de la température du plasma
Dans cette partie, nous allons décrire les deux méthodes utilisées pour mesurer la température du jet de plasma à partir des données spectroscopiques.
4.5.1 Raies d’argon
La température des régions les plus chaudes du plasma (température supérieure à 8000 K) a été calculée à partir de l’élargissement Stark des raies d’argon I à 696.5 nm. Cette méthode présente l’avantage de ne pas avoir besoin de calibrer le spectromètre en énergie. L’élargissement Stark est un phénomène précieux pour les spectroscopistes des plasmas. Il permet de calculer la densité et la température électronique à partir des profils de raies. L’élargissement Stark étant dû principalement aux électrons, il n’est pas nécessaire d’avoir un plasma en ETL pour appliquer cette technique de diagnostic. Pour déterminer les paramètres électroniques d’un plasma, on inclut - lorsque cela est possible - une petite quantité d’hydrogène dans le gaz plasmagène. On utilise ensuite l’élargissement des raies de Balmer, et plus particulièrement celui deHβ pour évaluer la densité électronique et la température électronique. On utilise l’hydrogène car les calculs qui permettent de relier un profil de raie à une population d’électrons sont fiables et offrent une bonne précision : l’erreur est de l’ordre de quelques pour cent. L’utilisation de l’élargissement Stark sur des raies d’autres éléments
est aussi possible. Pellerin et al. [32, 33, 34] ont étudié l’élargissement Stark des raies d’argon.
L’élargissement de la raie d’argon I à 696.5 nm est relié à la densité électronique du milieu par la relation suivante :
Ne= ∆
0.081.10−23 (4.16)
avec ∆ la largeur de la raie à mi-hauteur (nm), Nela densité électronique (m−3). La température du milieu peut alors être déterminée à partir des équations de Saha et de Dalton présentées dans le chapitre 1.
4.5.2 Spectres moléculaires de OH
Le jet de plasma en régime laminaire pompe l’air atmosphérique dans lequel fonctionne la torche.
Ce pompage a lieu sur toute la longueur du panache de plasma. Ainsi même si le gaz plasmagène utilisé pour faire fonctionner la torche est de l’argon, le panache de plasma est composé d’autres éléments. L’air atmosphérique étant constitué majoritairement de N2, O2, mais aussi de H2O, les hautes températures présentes dans le jet de plasma permettent la production de nouvelles molécules. Par exemple, la dissociation des molécules d’eau pompées dans le panache de plasma vont produire le radical OH. Ce radical est présent sur toute la hauteur du jet de plasma. Nous avons calculé avec le logiciel T&Twinner [35, 36, 37, 38] (figure 4.5) la quantité molaire de OH, Ar, Ar+ et Ar2+ contenue dans un plasma argon /air en fonction de la température. Ce plasma est composé de :
– 1 mole d’argon – 0.01 mole d’air
Nous supposerons ici que l’air est composé de 0.03% de CO2, 1% de H2O, 78% de N2 et 20% de O2 (pourcentage molaire).
2000 4000 6000 8000 10000 12000 14000 16000 1E-8
1E-7 1E-6 1E-5 1E-4 1E-3 0.01 0.1 1
Ar+ Ar2+
Ar OH
Nombre de moles (mol)
Temperature (K)
Figure 4.5 – Quantité d’argon (neutre, ionisé une fois et deux fois) et du radical OH dans un plasma air/argon en fonction de la température
Les résultats de ces calculs sont donnés dans l’hypothèse de l’équilibre thermodynamique lo-cal. Dans les proportions d’argon et d’air proposées ici, le plasma argon/air possède près de 40
constituants gazeux différents. On obtient par exemple du NO, CO, H2, NO2, C+ . . . Le radical OH est présent au sein du plasma de 1000 K à 7500 K. Ainsi sur cette plage de température, nous pourrons calculer la température du plasma grâce aux spectres d’émission de OH. La procédure d’exploitation de ces spectres est développée ci-dessous. Le radical OH est très réactif, à cause de cette réactivité, sa concentration est très inférieure à celle des espèces moléculaires [39]. La tem-pérature de rotation du radical OH est proche de la temtem-pérature thermodynamique de son milieu porteur [40].
Une technique de mesure de température du jet de plasma par les spectres de OH a été dévelop-pée au sein du laboratoire par C. de Izarra [28, 41, 42]. La méthode consiste à simuler les spectres synthétiques de OH pour la transitionA2Σ−X2Π entre 306 nm et 320 nm dans l’hypothèse de l’ETL. Les spectres du radical OH ont été calculés en fonction de la température T et de la fonction d’appareil globale ∆, laquelle impacte entre autres la largeur des raies. La méthode de calcul sera explicitée plus loin, car nous allons l’utiliser pour calculer les spectres synthétiques du MgO et du CN. Dans cette partie, nous allons nous attacher à présenter la méthode de mesure de température à partir de la bibliothèque de spectres simulés.
Évolution des spectres simulés en fonction de la température :
La figure 4.6 présente les spectres simulés de OH entre 306 et 310 nm normalisés sur le groupe de raies rotationnelles non résoluesGref situé à environ 309 nm. Ces spectres ont été calculés pour
Figure 4.6 – Spectres UV du radical OH entre 306 et 310 nm pour des températures allant de 1000 K à 6000 K par pas de 1000 K et une fonction d’appareil globale de 0.06 nm
des températures allant de 1000 K à 6000 K par pas de 1000 K. La fonction d’appareil globale est fixée à 0.06 nm. La majorité des groupes de raies rotationnelles voit leur amplitude s’accroître avec l’augmentation de la température par rapport au groupe de raies Gref. Les groupes de raies ayant une évolution non monotone et significative en fonction de la température sont référencées sur la figure 4.6 par G0 et G1. La bibliothèque des spectres simulés du radical OH permet de tracer l’évolution de leurs amplitudes en fonction de la température. Elles sont tracées sur la figure 4.7. Cette courbe montre bien une évolution croissante et régulière des amplitudes maximales des groupes de raies non résolues en fonction de la température. Ainsi, par comparaison des spectres expérimentaux normalisés sur la tête de bande Gref, il est possible de déterminer la température de OH avec l’amplitude expérimentale des groupes de raies G0et G1grâce à l’étalonnage des spectres synthétiques.
Évolution des spectres simulés en fonction de la fonction d’appareil globale :
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 1.2 1.4
0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 8000 G
G01
T (K)
Intensité (u.a.)
Figure4.7 – Courbes des amplitudes maximales des groupes de raies non résolues G0 et G1 en fonction de la température pour une fonction d’appareil globale de 0.12 nm
La figure 4.8 montre les spectres UV du radical OH où la température pour chacun d’entre eux est fixée à T=4000 K. Seule la fonction d’appareil globale ∆ les différencie. Elle varie entre 0.02 nm et 0.12 nm par pas de 0.02 nm.
Figure4.8 – Courbes des amplitudes maximales des groupes de raies non résolues G0 et G1 en fonction de la température pour une fonction d’appareil globale de 0.12 nm
En analysant ce graphique, le paramètre ∆ a une influence flagrante sur les intensités des raies.
Il doit donc être déterminé avec précision. L’élargissement global des raies englobe l’ensemble des phénomènes d’élargissement. Lorsque la valeur de la fonction d’élargissement globale augmente, les raies sont de moins en moins bien définies. L’un des groupes les moins perturbés par ce phénomène est le groupe de raies Gref. La demi-largeur de ce groupe de raies est donc utilisée pour déterminer la fonction d’appareil globale. Dans sa thèse H. Rabat??a vérifié que la largeur du groupe de raies
Gref est indépendante de la température.
La bibliothèque de spectres simulés du radical OH permet de définir les relations liant la demi-largeur de la groupe de raies Gref à la fonction d’appareil globale. Pour ce faire, 3 hauteurs ont été choisies arbitrairement à 0.7, 0.8 et 0.9 du groupe de raies Gref. A ces hauteurs, la largeur de Gref
n’est pas perturbée par les raies voisines lors d’un enregistrement à basse résolution. L’équation de la fonction d’appareil globale est donnée tableau 4.1 en fonction de la largeur du groupe de raies Gref à différentes hauteurs (0.7, 0.8 et 0.9 de Gref) .
Table 4.1 – Équations de la fonction d’appareil globale (∆) (10−2 nm) en fonction des demi-largeurs w (exprimées en 10−2 nm) à 0,7, 0,8 et 0,9 du groupe de raies Gref.
Hauteur (u.a.) Équations
0.7 ∆ = 0,029w3 - 0,352w2 + 2,458w + 0,179 0.8 ∆ = 0,0698w3 - 0,604w2 + 3,225w + 0,125 0.9 ∆ = 0,252w3 - 1,397w2 + 4,827w + 0,0749
Il est donc possible de déterminer directement la fonction d’appareil globale grâce à la mesure de la demi-largeur du groupe Gref. Connaissant la valeur de la fonction d’appareil globale, nous pouvons déterminer la température du radical OH en mesurant les rapports G0/Gref et G1/Gref
sur les spectres expérimentaux et de les comparer aux valeurs issues des spectres synthétiques. Les tableaux récapitulatifs utilisés pour la détermination de la température de OH sont présentés en référence 4.2 et 4.3.