Observations optiques

Fig. 4.6: Chaque image montr´ee correspond `a un point de l’isotherme. L’ensemble des images

se lit de haut en bas et de gauche `a droite. Quelques points sont r´ef´erenc´es et sur la

chrono-photographie et sur l’isotherme. L’int´egration de la lumi`ere diffus´ee par le syst`eme (A´erogel,

H´elium) `a 45˚”Lum” est faite dans trois s´elections rectangulaires sp´ecifiques (a,b et c). La zone

(c) correspond `a l’endroit de l’a´erogel o`u le signal optique demeure le plus longtemps. (a) est

en revanche la premi`ere zone `a redevenir ”sombre”. La s´election (b) embrasse quant `a elle toute

l’´epaisseur de l’´echantillon.

La figure 4.6 compare les images observ´ees `a 45˚lors du remplissage `a 0.5 ccTPN/min

`a l’isotherme d’adsorption (α), agrandie au voisinage du plateau de condensation de

l’h´elium Bulk. Chaque point de l’isotherme correspond `a une image en regard. Le

gra-phique (β), quant `a lui, donne l’´evolution de l’intensit´e diffus´ee par trois r´egions diff´erentes

de l’a´erogel, sp´ecifi´ees par les s´elections rectangulaires visibles sur la chronophotographie.

’Lum’ est l’intensit´e lumineuse int´egr´ee sur la surface de la s´election, apr`es soustraction

du ”background” de la CDD, ´evalu´e dans la zone compl`etement noire situ´e juste en

des-sous de l’a´erogel . Comme nous l’avons d´eja soulign´e, l’a´erogel vide diffuse la lumi`ere. La

quantit´e ”Lum” n’est donc jamais nulle, et pr´esente une valeur plancher. L’´echelle

hori-zontale des deux graphiques est la mˆeme afin de comparer le signal optique et l’isotherme

d’adsorption aux mˆemes instants (et quantit´es d’h´elium). La courbe (a) est d´ecal´ee par

rapport aux deux autres courbes car elle contient une des faces de d´ecoupe de l’a´erogel

qui diffusent fortement la lumi`ere

L’image 1 se situe encore dans la partie de faible compressibilit´e de l’isotherme. Le

si-gnal optique observ´e est celui de la silice. L’adsorption d’un film liquide d’h´elium uniforme

sur les brins de silice ne modifie en effet que faiblement l’intensit´e diffus´ee, comme on le

dis-cutera plus loin. Par contre, le d´ebut du palier de condensation de l’h´elium dans l’a´erogel

s’accompagne d’une augmentation rapide de l’intensit´e diffus´ee. Cette augmentation est

relativement uniforme, comme on le constate sur les images, et aussi, plus

quantitative-ment, sur les trois courbes (a) (b) et (c) de la figure 4.6 (β). Cette augmentation signifie

que la densit´e de l’h´elium dans l’a´erogel pr´esente des fortes fluctuations spatiales. Vers la

mi-parcours du palier, apparaissent au bord droit de l’´echantillon des r´egions ”sombres”.

Ces zones sombres diffusent un peu moins la lumi`ere que l’a´erogel vide ou dans la portion

gazeuse de l’isotherme. Elles correspondent donc `a un remplissage local de l’a´erogel par

une phase homog`ene et dense, qui diminue le contraste d’indice optique entre la silice et

son environnement. La suite du remplissage se fait par invasion de ces r´egions sombres au

d´etriment des r´egions brillantes. Ainsi, su la figure 4.6 (β), on observe une chute du signal

observ´e dans la s´election (c), due au passage d’un front brillant-sombre. L’apparition des

zones sombres est ´egalement concomitante avec un changement dans l’allure de la courbe

(a) (qui correspond `a la zone de l’a´erogel qui reste brillante le plus longtemps).

L’aug-mentation r´eguli`ere du signal optique fait alors place `a une saturation du signal, ce qui

sugg`ere que toute la masse d’h´elium adsorb´e dans l’a´erogel sert `a alimenter la croissance

des r´egions sombres. Cet envahissement se termine d`es que l’on atteint la fin du palier.

L’intensit´e diffus´ee est alors minimale et stable, ce qui correspond `a un ´etat compl`etement

rempli de l’a´erogel. Comme nous le verrons (dans le cas de l’a´erogel N102), la densit´e de

l’h´elium confin´e `a ce stade est ´egale ou sup´erieure `a celle du liquide non confin´e, ce qui est

rassurant dans la mesure o`u la silice attire l’h´elium. Nous ´eliminons ainsi la possibilit´e,

sugg´er´ee par les exp´eriences de Wong et de Gabay, d’une phase dense plus l´eg`ere que

le liquide libre. Finalement, une fois l’a´erogel plein, la pression remonte ensuite jusqu’`a

atteindre la pression de vapeur saturante de l’h´elium bulk, o`u il apparaˆıt une interface

liquide-gaz au fond de la cellule.

La croissance des r´egions sombres aux d´epens des claires, associ´ee `a l’existence d’un

quasi-palier de pression, pourrait faire conclure `a une v´eritable s´eparation macroscopique

entre une phase dense homog`ene et une phase l´eg`ere qui diffuse la lumi`ere. On observe

certes plusieurs domaines dispers´es au sein de l’a´erogel plutˆot qu’une r´egion sombre

(dense) en bas, surmont´ee d’une r´egion claire, mais cela pourrait simplement r´esulter

du fait que la gravit´e a un effet n´egligeable par rapport aux h´et´erog´en´eit´es de densit´e de

la silice. Nous verrons effectivement que ces r´egions sombres et claires apparaissent aux

mˆemes endroits, quelle que soit la vitesse, et, dans une certaine plage, la temp´erature,

ce qui est bien en accord avec l’id´ee d’h´et´erog´en´eit´es macroscopiques de la silice. Nos

r´esultats pourraient ainsi ˆetre vus comme confirmant les hypoth`eses de Wong et al [5].

Mais c’est oublier que la pression devient quasiment constante d`es que l’intensit´e

aug-mente, bien avant l’apparition de ces zones sombres. Si coexistence de phase il y a, c’est

donc dans les zones brillantes qu’elle r´eside. Ce serait alors une coexistence de domaines

`a l’´echelle microscopique. De fait, nous montrerons plus loin que le rayon maximal des

domaines est au plus d’une centaine de nm.

La figure 4.7 reprend exactement le mˆeme principe que la figure 4.6 pour l’´etude de

la d´esorption. L’image 1 de la chronophotographie correspond alors `a la situation de

l’a´erogel plein avec pr´esence de liquide bulk dans la cellule. Le d´ebut de la vidange ´evacue

le liquide de la cellule `a la pression de vapeur saturante de l’h´elium bulk, l’a´erogel restant

compl`etement rempli.

Puis la pression d´ecroche jusqu’`a atteindre le palier de d´esorption de l’a´erogel. D`es

le ”d´ebut” de ce palier (image 6), des zones brillantes apparaissent par les bords de

l’a´erogel. Ces zones brillantes vont alors envahir l’ensemble de l’a´erogel vers la mi-palier.

Puis l’intensit´e de la lumi`ere diffus´ee par l’a´erogel diminue uniform´ement jusqu’`a atteindre

la valeur du signal de la silice nue. Une diff´erence frappante avec le remplissage est la

valeur beaucoup plus ´elev´ee (presque dix fois plus !) de la quantit´e de lumi`ere diffus´ee,

pour une mˆeme quantit´e d’h´elium dans l’a´erogel. Les r´egions microscopiques qui diffusent

sont donc diff´erentes dans les deux cas, ce qui sugg`ere que les m´ecanismes mis en jeu lors

de la vidange et du remplissage sont distincts.

Au niveau macroscopique, il y a certaines ressemblances entre les motifs dessin´es au

remplissage et `a la vidange : les premi`eres zones `a devenir sombres pendant l’adsorption,

tendent `a ˆetre les derni`eres `a devenir brillantes `a la d´esorption. Ceci se traduit par une

similitude de l’allure des courbes (a) (b) et (c) du graphique (β) des figures 4.6 et 4.7. Ce

r´esultat sugg`ere qu’il y a des zones pr´ef´erentielles pour la phase dense `a grande ´echelle.

Toutefois, la ressemblance est loin d’ˆetre parfaite, les zones brillantes se d´eveloppant

prin-cipalement `a partir des bords de l’a´erogel lors de la vidange, alors qu’au remplissage,

les derni`eres zones `a devenir sombres sont situ´ees loin des bords. Ce rˆole des bords de

l’a´erogel dans la vidange ´evoque les m´ecanismes d’invasion discut´es au §2.3 et, en

par-ticulier, les simulations de Detcheverry et al [46] obtenues dans un a´erogel ”num´erique”

Fig. 4.7: Chaque image montr´ee correspond `a un point de l’isotherme. Les images se lisent l`a

encore de gauche `a droite, cependant les points correspondants sur l’isotherme (α) vont de la

droite vers la gauche puisqu’on vide. Les s´elections utilis´ees pour tracer les courbes (a,b et c)

du graphique (β) sont identiques `a celles utilis´ees pour le remplissage en figure 4.6

de porosit´e 95 %. A basse temp´erature, ces simulations permettent en effet d’identifier

comme m´ecanisme de d´esorption une invasion du gaz `a partir de la surface externe du gel

en contact avec le r´eservoir de pression, avant que des bulles n’apparaissent `a l’int´erieur

du gel.

Dans le document Etude optique de la transition liquide-gaz de l'hélium <br />confiné dans les aérogels de silice. (Page 80-83)