5.2 Gradients thermiques cr´e´es par la d´esaimantation
5.2.2 Mod`ele thermique
calcul´es `a des temps successifs pour
(ce
qui est le cas `a basse temp´erature) . Ces profils sont calcul´es avec l’´equation 5.17 en prenant en compte les profils d’aimantation d´etermin´es au 5.1.2. Nous avons pris
=1. Les lignes continues repr´esentent la puissance totale, alors que les points repr´esentent le terme de relaxation
/ seul. 0 0.4 0.8 1.2 1.6 x(mm) 10-4 10-3 0.01 T1/6 t=0 T1/2 T1 2 T1 qdiss.
FIG. 5.8 – Profils de puissance lib´er´ee pendant la d´epolarisation calcul´es `a des temps successifs :
Lignes continues : puissance totale; points : relaxation seule. Param`etres utilis´es : =60 s, mm /s; Nous prenons =1.
Dans nos conditions, la contribution du terme de diffusion est n´egligeable devant les terme de relaxation. En particulier, la puissance lib´er´ee dans la fente, o`u il n’y a pas de relaxation, est faible. La forme des profils dans le fritt´e est donc similaire `a celle des profils d’aimantation : La diff´erence relative de dissipation entre le bord et le centre de la cellule augmente au cours du temps. La longueur caract´eristique des gradients de s’allonge dans le mˆeme temps.
Avec les param`etres que nous avons choisis, la puissance lib´er´ee a un profil inhomog`ene dans la cellule : A
, sa variation entre le bord et le centre de la cellule vaut 40%; elle atteint un facteur 2 pour
.
5.2.2 Mod`ele thermique
La chaleur dissip´ee ´evoluant lentement `a l’´echelle du temps de r´eponse thermique de la cellule (au plus 2 `a 3 s dans nos conditions, cf. Appendice B), nous pouvons calculer la temp´erature dans la fente avec un mod`ele statique. Notre situation est repr´esent´ee par un sch´ema similaire `a celui que nous avons introduit au chapitre 2 (cf.figure 5.9).
120
5
EFFET DE LA FENTE SUR L’HOMOGEN´ EIT´ E´L
Q Q Q Q Q Parois demi-fente frittŽ 3He R R R R R ka ka ka ka ka k3 k3 k3 k3 x 0-FIG. 5.9 – Sch´ema du probl`eme thermique statique dans la cellule : Dans le circuit thermique, est la
conductivit´e de l’ He, est la conductivit´e de l’argent fritt´e, et
est la conductance de Kapitza par unit´e de volume.
Nous devons prendre en compte :
– La conduction thermique de l’ He .
– La conductance de Kapitza
entre l’ He et le fritt´e, rapport´ee `a l’unit´e de volume d’ He contenu dans le fritt´e.
– La conductivit´e thermique du fritt´e
(en consid´erant le fritt´e comme un mat´eriau homog`ene).
– la fraction volumique d’ He contenu dans les pores du fritt´e =55%.
Pour calculer la diff´erence de temp´erature entre le centre de la fente et les parois pendant la relaxation des spins , nous devons en premier lieu ´evaluer la contribution d’une source de chaleur
localis´ee `a l’abscisse dans le fritt´e. L’´el´evation de temp´erature entre le bord de la fente et l’extr´emit´e du fritt´e, par o`u s’´evacue
, vaut alors : ch sh (5.19) o`u #
est la longueur caract´eristique sur laquelle la chaleur lib´er´ee diffuse dans l’ He avant de passer dans le fritt´e (la r´esistance thermique de l’ He et la r´esistance de Kapitza ´etant ´egales sur cette ´echelle de longueur). Notons que l’´equation 5.19 n’est exacte que dans la limite
, ce qui est le cas au dessus de 50 mK. Dans nos conditions, varie alors entre 0,1 et 0,4 mm, selon la temp´erature et la pression.
Le premier terme de l’´equation 5.19 donne la diff´erence de temp´erature entre l’ He et le fritt´e au bord de la fente (
) cr´e´ee par la source de chaleur
5.2 Gradients thermiques cr´e´es par la d´esaimantation 121
plus importante que la source de chaleur est au voisinage de la fente ( ). Le second terme est la diff´erence de temp´erature entre les extr´emit´es du fritt´e induite par sa conductivit´e finie. Pour ce terme sp´ecifiquement, nous tenons compte de la g´eom´etrie cylindrique du fritt´e par le facteur 1/2 (exact en l’absence de fente, et pour
uniforme).
On peut alors calculer la diff´erence de temp´erature cr´e´ee par la d´epolarisation entre le centre de la cellule et les parois en int´egrant num´eriquement l’´equation 5.19 avec les profils de puissance
calcul´es au 5.2.1 pour diff´erents temps.
En pratique, malheureusement, nous n’avons pas acc`es avec une pr´ecision suffisante `a et
s´epar´ement. La quantit´e accessible exp´erimentalement est la r´esistance totale fente-parois
pour un chauffage uniforme en volume de l’ . On peut la mesurer en imposant une
rampe de temp´erature de vitesse constante aux parois de la cellule, dans le liquide non
polaris´e. Dans ce cas, la puissance volumique absorb´ee (si
) par l’ He est, apr`es un r´egime transitoire, uniforme, et vaut . La diff´erence de temp´erature fente-parois est alors , o`u
est le temps de retard de la temp´erature de la fente par rapport `a celle des parois, qu’on peut ainsi mesurer exp´erimentalement. En couplant la r´esistance totale correspondante,
, `a une estimation de la puissance volumique lib´er´ee par la relaxation de l’aimantation :
o`u n’interviennent que les quantit´es, mesurables exp´erimentalement,
, polarisation moyenne de la cellule et , temps de relaxation de
, nous pouvons estimer l’´echauffement dˆu `a la relaxation comme : (5.20)
Cette estimation va diff´erer du calcul complet correspondant `a l’int´egration sur la longueur du fritt´e de l’´equation 5.19 pour deux raisons :
i Puisque la fente est non relaxante,
surestime le vrai temps de relaxation par un facteur approximatif ii La vraie dissipation
est non uniforme dans le fritt´e, et nulle dans la fente, alors que l’utilisation de suppose une dissipation uniforme dans toute la cellule.
Pour estimer l’importance de l’erreur commise, nous devons comparer les expressions 5.19 et 5.20 pour des valeurs repr´esentatives de et
122
5
EFFET DE LA FENTE SUR L’HOMOGEN´ EIT´ E´ Dans un premier temps, nous exprimons la r´esistance comme, avec : (5.21) (5.22) (5.23)
Nous avons exprim´e dans ces ´equations les r´esistances thermiques sous forme de temps de retard :
Temps de retard dˆu `a la r´esistance de Kapitza
Temps de diffusion dans le fritt´e
Temps de diffusion dans la fente
Chaleur sp´ecifique par unit´e de volume de l’ He La contribution
est calcul´ee en int´egrant l’´equation 5.19 pour une dissipation
uniforme dans le fritt´e. La contribution
correspond `a l’´el´evation de temp´erature suppl´ementaire induite par la puissance inject´ee par la fente. Son premier terme correspond `a la r´esistance thermique interne de la fente, le second `a la r´esistance entre la fente et le fritt´e (calcul´e dans la limite L
, et en se plac¸ant `a
dans le premier terme de 5.19), et le troisi`eme `a la r´esistance thermique totale du fritt´e. Le facteur provient du fait que la fente est enti`erement remplie d’ He, contrairement au fritt´e. Le pr´efacteur 1/4 de
dans
n’existe pas pour , car la chaleur inject´ee par la fente doit traverser tout le fritt´e, et ce, de fac¸on approximativement unidimensionnelle. Ces deux points font que
n’est pas n´egligeable devant
lorsque , bien que
(voir par exemple la l´egende de la figure 5.10).
A l’aide des ´equations 5.23, nous pouvons calculer , et comparer les pr´edictions des expressions 5.19 et 5.20. La figure 5.10 repr´esente l’´el´evation de temp´erature entre le centre de la cellule et les parois en fonction du carr´e de l’aimantation moyenne, calcul´ee dans les diff´erents cas pour des valeurs repr´esentatives de et
. Nous avons pris
=1.
La courbure qui apparaˆıt sur le r´esultat du calcul complet (points) r´esulte des gradients d’aimantation, qui, en valeur relative, sont d’autant plus importants que le temps passe, donc
que la polarisation diminue. Aux temps
(
), le calcul simplifi´e surestime fortement (de 30% ) l’´echauffement r´eel, parce que, pour les param`etres thermiques choisis ici,
.Une approximation mieux adapt´ee consiste alors `a remplacer dans
5.20 par la contribution
0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1 0 0.04 0.08 0.12 0.16 0.2 0.24 0.28 0.32 0.36 0.4 <m>2 DT (unitŽs arbitraires) Calcul simplifiŽ
Calcul simplifiŽ - contribution de la fente
FIG. 5.10 – Diff´erence de temp´erature entre le centre de la cellule et les parois en fonction du carr´e
de l’aimantation moyenne : points : calcul complet; ligne continues : Chauffage uniforme, avec et sans la contribution de la fente. Les param`etres donnant l’´evolution de
sont ceux de la figure 5.8 . Les param`etres thermiques choisis dans le calcul des r´esistances thermiques sont T=100 mK, P=0 bar,
=0,1 s, /T=0,4 W/m
, qui donnent =0,45 s, =0,8 s.
dans le fritt´e l’est de fac¸on uniforme. Comme le montre la figure 5.10 , cette approximation conduit `a une sous estimation de l’´echauffement d’environ 10% . Ce r´esultat n’est que peu modifi´e par l’emploi d’autres param`etres thermiques r´ealistes dans la gamme 40-100 mK,0-30 bars. Dans la gamme de temps consid´er´ee, le gradient de
a un rˆole mineur, et la sous estimation provient, pour l’essentiel, de la diff´erence entre
et . Physiquement, cette erreur correspond `a l’oubli, dans la puissance lib´er´ee dans le fritt´e, de la variation de l’´energie magn´etique emmagasin´ee dans la fente. Elle correspond donc `a un simple facteur g´eom´etrique (volume de la fente sur volume total), ce qui explique qu’elle ne d´epende que faiblement de la temp´erature et de la pression.
En r´esum´e, l’´el´evation de temp´erature, calcul´ee directement `a partir du seul retard thermique global de la fente, est fortement sur´evalu´ee. Il faut corriger cette estimation en ´eliminant la contribution de la fente. Nous avons alors deux possibilit´es : Un calcul direct du temps de retard du fritt´e, ou une estimation `a partir du temps de retard global
mesur´e, corrig´e de la contribution calcul´ee de la fente
selon l’´equation 5.23. La derni`ere m´ethode est plus pr´ecise, car elle ne fait intervenir les param`etres mal connus
et
qu’`a travers un terme correctif. C’est donc celle que nous utiliserons lors de la comparaison avec les exp´eriences. Nous nous attendons finalement `a ce que l’estimation correspondante
(5.24)
CHAPITRE 6 :
La deuxi`eme cellule
127
6
LA DEUXIEME CELLULE`
6.1 Probl`eme thermique
Les exp´eriences que nous avons men´ees avec la cellule prototype nous ont sugg´er´e des am´eliorations de deux types pour la nouvelle cellule : Raccourcir le temps de thermalisation de la cellule, et abaisser la temp´erature obtenue apr`es une fusion. Traduit en d’autres termes, il faut un r´eservoir de froid plus gros et mieux coupl´e `a la cellule.
Lors des exp´eriences d´ecrites au chapitre 4, c’est la boˆıte `a m´elange de notre r´efrig´erateur `a dilution qui faisait office de source froide. Plus pr´ecis´ement, seul l’ He dilu´e situ´e au niveau de la partie fritt´ee de la boˆıte `a m´elange contribuait au refroidissement rapide de la cellule apr`es une fusion. Le refroidissement rapide provenait uniquement de l’inertie thermique de l’´echangeur fritt´e, et non de la puissance frigorifique engendr´ee par la circulation d’ He. Par ailleurs, le contact thermique avec la cellule ´etait limit´e par un long barreau d’argent (dont la taille ´etait ajust´ee pour placer la cellule au centre de la bobine de champ), et surtout par la colle dont ´etait recouvert le filetage de la cellule.
Nous avons donc conc¸u un r´eservoir de froid s´epar´e de la boˆıte `a m´elange, constitu´e d’un compartiment rempli d’ He liquide `a basse pression, qui agit comme un ballast thermique. Ce nouveau ballast thermique a une capacit´e calorifique plus importante que l’´echangeur de la boˆıte `a m´elange; de plus sa g´eom´etrie est optimis´ee pour ´echanger la chaleur rapidement. Cette source froide est reli´ee `a la boˆıte `a m´elange par un barreau de cuivre recuit. Le ballast est plac´e le plus pr`es possible de la cellule. Pour am´eliorer le couplage entre la cellule et le ballast thermique, nous avons ´et´e amen´es `a revoir l’architecture de la cellule; nous d´etaillerons ce point dans le
6.3.
128
6
LA DEUXIEME CELLULE` Bo”te de mŽlange Doigt froid Cellule Ballast thermique Doigt froid Nouveau dispositif Ancien dispositifFIG. 6.1 – Nouveau dispositif : La cellule se trouve plus pr`es de la source froide.
la cellule plus vite et `a une temp´erature plus basse engendre des gradients thermiques plus importants. Mais, un meilleur couplage entre la cellule et la source froide implique en mˆeme temps que les gradients initiaux vont relaxer plus vite.