Mesures spatio-temporelles des densités et températures électroniques par

Les résultats présentés ci-après sont également des résultats préliminaires qui nécessiteraient une étude plus approfondie. Ils démontrent cependant la viabilité du diagnostic de diusion Thomson pour cette décharge dans l'air à pression atmosphérique. Encore une fois, c'est la grande stabilité de la décharge qui a permis de mettre en place un tel diagnostic. Les mesures présentées sont faites dans une décharge à 85 kV , en voie 1 pour un gap de 18 mm. Elles sont moyennées sur 150 µm et 500 ps (durée de l'impulsion laser + jitter). Les temps indiqués sont ceux de la n de l'impulsion laser.

Les prols axiaux de densité électronique à diérents instants sont présentés en gure 86. En 500 ps, la décharge se développe au niveau de la pointe mais ne s'est pas beaucoup propagée, elle n'est visible qu'à z=1.3 mm de la pointe mais pas encore à 3 mm. La densité électronique est estimée à 2 × 1015 cm⁻³ et la température électronique est alors très élevée, de l'ordre de 15 eV , à cause des forts champs électriques qui gouvernent les premiers instants de la décharge. Pour de telles températures électroniques, le signal Thomson est étalé sur une large plage de longueur d'onde et avec le rapport signal sur bruit de nos mesures, l'incertitude devient très élevée et avoisine les 400%. Ce point particulier est donc précisé pour sa cohérence avec le reste des mesures mais est en fait compris entre 0 et 6 × 1015cm⁻³. En z=0 mm, nous avons observé par SEO que l'élargissement des raies O et N à cet instant et au niveau de la pointe est égale à la somme des élargissements instrumental et Van der Waals. La densité électronique n'est donc pas susamment élevée pour induire un élargissement Stark mesurable, elle est donc au moins inférieure à 1017 cm⁻³. Cette densité peut paraitre faible et ne permettrait pas d'expliquer l'aspect dius de la décharge par le recouvrement d'avalanches électroniques comme il a été proposé dans [58] pour une micro-décharge dans l'air atmosphérique.

Á 1.6 ns, la décharge s'est propagée presque jusqu'au plan mais n'est pas encore visible à 16 mm. La densité électronique mesurée au centre du gap atteint 2×1015±1×1015cm⁻³. Elle a augmenté au cours de la propagation, comme dans le cas des streamers classiques. Cependant, cette densité est moyennée sur 500 ps alors que la décharge évolue très rapidement. En eet, lorsque la décharge a atteint le milieu du gap inter-électrode, elle accélère fortement et atteint

le plan en environ 300 ps (voir gure 65). Les mesures de champs électrique (voir gure 83) ont également montré que le front de champ positionné à 3 mm de la pointe à 1 ns avait traversé le gap et se positionnait désormais au niveau du plan à 2 ns. Ainsi, la densité électronique mesurée à 9 mm est une moyenne de la densité électronique aussi bien au niveau du front lumineux, du front de champ et derrière le front de champ. Avec cette résolution spatio-temporelle, il est donc dicile de conclure à l'existence ou non d'un front de densité électronique et à son évolution au cours de la propagation.

Á 3.3 ns, la décharge a déjà atteint le plan et le potentiel s'est redistribué dans l'espace inter-électrode depuis près d'une nanoseconde (voir gure 74). Le champ électrique était de 750 T dau moment de la jonction au plan, puis s'est uniformisé et stabilisé vers 200 T d le long du gap sous l'eet de l'onde de retour (return stroke). Le courant est alors maximum et la densité électronique est encore très importante au niveau du plan : 5 × 1015± 2 × 1015 cm⁻³. Á 4.6 ns, tension et courant chutent et l'émission lumineuse tend à se concentrer sur l'axe. La densité électronique s'est partiellement uniformisée le long de l'axe, bien que plus importante à la pointe et a augmenté pour atteindre 2.5 × 1015± 1.3 × 1015 cm⁻³ au voisinage de la pointe. Au centre de la décharge, la densité reste plus faible, 9 × 1014 cm⁻³, probablement du fait de l'extension radiale maximale de la décharge à 9 mm. Puis, alors que le courant chute, la densité électronique décroît lentement entre 1.3 et 16 mm.

Figure 86  Prols axiaux de densité électronique à t=0.2, 1.6, 3.3, 4.6, 6.3, 8.3 et 10.3 ns. Aux temps suivants, entre 8 et 10 ns, les mesures de densité électronique par spectroscopie

d'émission optique suggèrent qu'au voisinage immédiat de la pointe (0 à 700 µm), la densité électronique augmente fortement, au delà de 1017 cm⁻³, (voir gure 84) et qu'elle génère une émission lumineuse continue qui a été discutée au paragraphe précédent. Par contre, d'après ces mêmes mesures, dès z=1 mm, la densité est de nouveau au moins inférieure à 1017 cm⁻³ et aucune émission lumineuse continue n'est observée. Les mesures de densité électronique par diusion Thomson sont prises au plus près à 1.3 mm de la pointe. Elles sont donc prises dans la zone de champs et de densité électronique modérés. De 6.3 à 10.3 ns, la densité reste à peu près constante et de l'ordre de 1 − 2 × 1015 cm⁻³.

L'extension radiale de la densité électronique durant la décharge conrme à nouveau l'im-portante extension spatiale de la décharge, en accord avec les prols lumineux et les prols de champs. Deux prols caractéristiques sont présentés en gure 87 durant la phase de conduc-tion : un prol à 1.3 mm (FWHM = 2 mm) et un prol à 9 mm (FWHM = 6 mm). En deçà de 1014 cm⁻³, le diagnostic n'est plus assez sensible et les mesures ne sont plus ables.

Figure 87  Prols radiaux de densité électronique à t= 8.3 ns en z=1.3 et 9 mm. Le diagnostic de diusion Thomson mis en place permet également de déterminer la tem-pérature électronique des électrons de basse énergie (jusqu'à environ 4 eV ici). Il ne donne cependant aucune information sur la queue de la FDEE. Pour les plasmas d'air non ther-miques, la FDEE est composée d'une majeure partie d'électrons de basse énergie (typiquement

1-3 eV pour les DBD, 1-5 eV pour les décharges glow pulsées) qui est très ecace pour exciter les états vibrationnels des molécules d'air et d'une petite partie d'électrons de plus haute éner-gie dans les ailes de la FDEE. Parmi ces électrons, ceux qui sont dans la tranche de 10-15 eV typiquement, ont susamment d'énergie pour dissocier et ioniser les molécules d'azote.

Pour ajuster les spectres Thomson, la FDEE est supposée maxwellienne donc le prol est ajusté par une gaussienne. Des prols radiaux de température électronique au début de la phase de conduction sont présentés en gure 88. Les résultats montrent que la température électronique est la plus élevée proche de la pointe (environ 3 eV ), mais la précision de la mesure est faible. La température électronique est donnée avec une incertitude de 50 à 70%.

Figure 88  Prols radiaux de température électronique à t= 8.3 ns en z=1.3 et 16 mm. Les mesures de températures électroniques semblent cohérentes avec les valeurs de champs électriques mesurés précédemment. Cependant, en particulier au voisinage de la pointe, l'hypo-thèse d'une distribution maxwelienne des électrons est discutable. Il est possible de se référer entre autres aux articles suivants pour trouver des solutions à la mesure de FDEE complexes [120, 121, 122]. De telles analyses pourraient faire l'objet de prochains travaux.