LE PLASMA GUN : SOURCE DE PAPS

Figure III.5 – Évolution de la vitesse de propagation et de l’intensité lumineuse d’un plasma de néon dans un capillaire.(a) La courbe en pointillés est un fit correspondant à la somme de deux exponentielles. (b) Intensité lumineuse mesurée à l’aide du dispositif de la figure II.11(a).

Tension appliquée : −20 kV, débit : 200 sccm.

La seconde exponentielle est observable à partir de 10 cm. Elle est caractérisée par une constante Ade quelques 10⁷ et une constante de tempsτ de quelques dizaines de nanosecondes.

Cette exponentielle est observable pour des vitesses de l’ordre de quelques 10⁶ à 2×10⁷cm·s⁻¹, qui correspondent à celles reportées dans la littérature, pour un plasma d’hélium se propageant dans l’air [119, 145, 146, 147, 148]. L’observation de « balles » de plasma a lieu pour cette gamme de vitesse, malgré des gaz différents et l’absence de capillaire.

Lors de la propagation du plasma dans le capillaire, la distribution de la lumière est maximale en aval des électrodes (figure III.4). Par exemple, ce maximum se situe à6 cmau tempst=220 ns.

L’évolution de l’intensité lumineuse sera alors celle du maximum de lumière émise. À l’instar de la vitesse de propagation, l’intensité lumineuse diminue selon deux exponentielles. Une chute d’intensité lumineuse est observée au cours des 300 ns faisant suite à la génération du plasma.

Durant cette période, le plasma se propage sur ≈10 cm. La distance sur laquelle l’intensité lumineuse diminue est équivalente à celle correspondant à l’exponentielle τ ≈1 ns de la vitesse de propagation. De plus, au cours de cette chute d’intensité lumineuse, le plasma est inhomogène et est long de30–40 mm, tandis qu’au cours de la seconde exponentielle, les « balles » de plasma sont observées et présentent une longueur de 4 mm, pour un même temps d’exposition de10 ns.

La taille des « balles » de plasma observées dans la figure III.4 sont proches de celles reportées dans la littérature.

La vitesse de propagation et l’intensité lumineuse peuvent être corrélées à une somme d’ex-ponentielles, observables sur les mêmes distances de propagation. Par conséquent, nous pouvons supposer qu’il existe une relation entre la vitesse de propagation du plasma et l’évolution de l’intensité lumineuse maximale émise en aval de la propagation.

3.2 Colonnes de plasma pulsées à pression atmosphérique ou PAPS

Lors de l’étude de la propagation du plasma à l’intérieur d’un capillaire, une zone filamentaire apparaît au cours des premiers centimètres de propagation. Cette zone peut être observée à l’œil

nu ou par imagerie ICCD. La figure III.6 illustre la propagation de ces filaments de plasma sur un temps d’exposition suffisamment court afin de mieux voir la répartition du plasma dans le capillaire. L’inhomogénéité du plasma se caractérise par une forte luminosité le long des parois du capillaire, et la présence de zones sombres, qui peuvent signifier l’absence ou la présence en très faible quantité d’espèces excitées.

20 ns 40 ns

70 ns 50 ns

0 1 2 3 4

Distance (cm)

Figure III.6 – Imagerie ICCD de la propagation du plasma dans la zone proche électrodes.

Temps d’exposition : 2 ns, débit néon :120 sccm, tension appliquée : −28 kV.

L’allumage du plasma est multipoints et inhomogène. Le plasma issu du foyer le plus intense va se propager avec une vitesse légèrement plus élevée que les autres. Par exemple, au temps t = 40 ns, le filament supérieur est placé en premier, tandis qu’à t= 50 ns, c’est le filament in-férieur. L’observation de deux zones lumineuses, chacune d’un côté du capillaire, laisse supposer une influence mutuelle entre les deux filaments. Selon les conditions, ces filaments tendent à se regrouper pour ne former qu’un seul filament. Ce filament va se propager ensuite le long de la paroi (t =70 ns), d’où l’observation de la propagation d’un plasma inhomogène.

L’étude des jets de plasma a mis en évidence la présence de « balles » de plasma, qui sont en fait chacune un volume de plasma bien défini [102, 119]. Dans la zone filamentaire, l’observation de ces dites « balles » de plasma n’est pas aisée. Cependant, au cours de sa propagation, le plasma tend à s’homogénéiser pour former la dite « balle » de plasma. Cette homogénéisation peut être liée à une influence mutuelle des filaments entre eux. Dans un premier temps, la « balle » de plasma semble être déconnectée des électrodes, puisqu’aucun plasma n’est visible à sa suite. Ce-pendant, en jouant sur les niveaux de gris des images ICCD ou en analysant les profils d’intensité lumineuse extraits de ces mêmes images, une connexion permanente entre le front d’ionisation et les électrodes a été mise en évidence.

La figure III.7 présente l’évolution des profils d’intensité lumineuse du plasma en fonction de la distance de propagation. Le profil d’intensité lumineuse est caractérisé par un pic présent en aval de la propagation, ce pic d’intensité lumineuse est associé au front d’ionisation de notre plasma.

Lorsque le plasma se situe à proximité des électrodes, le front d’ionisation est relié aux électrodes par un plasma moins intense (figure III.7, t = 170 ns). Au cours de sa propagation, le front d’ionisation se comprime (passage de 13 mm à 6 mm en 150 ns) et apparaît, sur les

3. LE PLASMA GUN : SOURCE DE PAPS

profils, une connexion vers l’électrode. Cette connexion est en fait une colonne de plasma de faible intensité lumineuse qui occupe l’espace entre les électrodes et le front d’ionisation. Cette colonne de plasma est visible sur les images en échelle logarithmique, et est représentée par la présence d’une « queue » de plasma à la suite du front d’ionisation sur les profils (figure III.7, t =320 ns). Malgré sa faible luminosité, cette colonne de plasma est présente tout au long de la propagation du front d’ionisation. Lorsque la « balle » de plasma a disparu, c’est-à-dire lorsque le front d’ionisation s’est éteint, la colonne de plasma est toujours observable et s’étend des électrodes jusqu’à la dernière position visible de la « balle » de plasma. Après l’extinction du front d’ionisation, une colonne de plasma résiduel est visible à l’intérieur du capillaire, sur toute la longueur de propagation (t=1 020 ns).

320 ns

1020 ns 170 ns

0 5 10 15

Distance (cm)

(a) Échelle linéaire. Temps d’exposition :10 ns.

320 ns

1020 ns 170 ns

0 5 10 15

Distance (cm)

(b) Échelle logarithmique. Temps d’exposition : 10 ns.

(c) Profils longitudinaux issus des images ICCD ci-dessus.

Figure III.7 – Mise en évidence de la connexion reliant le front d’ionisation et les électrodes.

Cette colonne, certes de faible intensité lumineuse, est observable pendant plusieurs microse-condes après l’extinction. L’extinction du front d’ionisation peut être due à une tension appliquée au gaz insuffisante, et par conséquent si la tension continue de baisser la colonne de plasma va diminuer également. La colonne de plasma va alors se restreindre dans la zone proche électrode, jusqu’à son extinction.

Lors de la propagation du plasma dans le capillaire, deux phases sont distinctes :

— phase de propagation où le plasma est inhomogène, régime filamentaire ;

— phase de propagation où le plasma est homogène en volume, régime communément appelé

« balle » ou Homogène.

La distinction de ces deux modes de propagation ainsi que la présence d’une colonne de plasma nous a conduits à définir une nouvelle terminologie pour le plasma étudié :

Colonnes de plasma pulsées à pression atmosphérique ou

Pulsed Atmospheric pressure Plasma Streams (PAPS)

Les PAPS générés par le Plasma Gun sont caractérisés par une évolution de leur vitesse selon une somme d’exponentielles. Cette évolution est également visible sur l’intensité lumineuse du front d’ionisation.

Au cours des premiers centimètres de propagation, les PAPS se propagent en régime filamen-taire, avec une vitesse de propagation qui diminue selon une exponentielle de constante de temps τ ≈1 ns. Par conséquent, les PAPS en régime filamentaire seront caractérisés par des vitesses allant de 4×10⁷cm·s⁻¹ à quelques 10⁸cm·s⁻¹ ainsi que par une forte intensité lumineuse.

Lorsque les PAPS se propagent en mode Homogène (H-PAPS), ces derniers sont observés pour des vitesses allant de quelques 10⁶ à quelques 10⁷cm·s⁻¹ et une faible intensité lumineuse.

Par conséquent, à partir de l’évolution de la vitesse de propagation, il est possible de déterminer le mode de propagation des PAPS.

La caractérisation de ces modes de propagation peut être complétée par une quantification de certains paramètres tels que la densité électroniquene, la température électroniqueTe, le taux d’ionisation causé par impact électroniqueSe. . .. Cette quantification a été rendue possible par le modèle développé par Xionget al.. L’évolution den_e etS_e au cours de la propagation des PAPS est illustrée en figure III.8. La propagation des PAPS peut être corrélée à l’évolution deSe. Cette dernière diminue à mesure que le PAPS se propage comme observé dans le cas de la vitesse et de l’intensité lumineuse. Au cours des premiers centimètres de propagation,S_eetn_esont concentrés le long des parois du capillaire. Cette distribution de ne a conduit à une nouvelle dénomination : Wall-hugging. Ce mode de propagation Wall-hugging correspond au régime filamentaire décrit précédemment. Les PAPS se propageant le long des parois sont appelés Wh-PAPS. Au cours de ce mode, la propagation du front d’ionisation est principalement influencée par le champ électrique développé aux électrodes. Cette influence se caractérise par de rapides changements de ne,Se et T_e [144]. De plus, bien que S_e semble déconnectée des électrodes, il n’en est pas de même pour ne. En effet, à la suite du front d’ionisation, est observable sur toute la longueur de propagation, une densité électronique élevée. La présence de ces électrons illustre la présence de la colonne de plasma qui s’établit à mesure que le front d’ionisation avance.

Au cours de la propagation du PAPS, la vitesse diminue au cours du temps, ainsi que Se. Cette diminution est de l’ordre de 2 ordres de grandeur. Le maximum de Se est concentré majo-ritairement dans le front d’ionisation, tandis que le maximum de la température électronique est positionnée plus en avant du front. Par conséquent, la présence d’uneTe plus élevée en avant du front, va agir comme une extension du front et permettre la propagation du front d’ionisation via la dérive des électrons et des mécanismes de diffusions. La propagation du front d’ionisation dépend donc très peu de la photoionisation.

À mesure que le PAPS se propage, un dépôt de charges s’effectue le long des parois internes du capillaire. Ce dépôt de charges va induire à terme l’écrantage du champ électrique généré aux électrodes. Cet écrantage va isoler le front d’ionisation des électrodes et donc rendre sa propagation indépendante du champ électrique développé aux électrodes. Le front d’ionisation assure alors sa propagation par la dérive des électrons, donc par la présence d’une charge d’espace situé au niveau du front d’ionisation.

À mesure que le front d’ionisation se propage, ce dernier se comprime pour aboutir au H-PAPS. Cette compression accompagne l’augmentation d’impédance de la colonne plasma. Outre

3. LE PLASMA GUN : SOURCE DE PAPS

le volume plasma, la vitesse de propagation du front d’ionisation va également diminuer avec l’augmentation de l’impédance. Cependant, comme le front d’ionisation est connecté en série avec les électrodes, une importante chute de tension a lieu au sein de la colonne. Par conséquent, la vitesse de propagation va dépendre de la tension appliquée dans le gaz.

8 10 12

Width (cm) 8

10 12

Height (cm)

8 10 12

Width (cm)

8 10 12

Width (cm)

Figure III.8 – Modélisation de l’évolution de la densité électronique ne, du taux d’ionisation par impact électroniqueSe au cours de la propagation d’un PAPS [114].

La propagation des PAPS dépend donc du champ électrique, qui peut être celui aux élec-trodes, celui développé en front d’ionisation ou alors une combinaison des deux ; et également de l’impédance de la colonne de plasma. Par conséquent, la transition Wall-hugging – Homogène peut être reliée à une modification du champ électrique. La répartition en volume du plasma est également liée au champ électrique. L’homogénéisation du plasma est obtenue lorsque le champ est aligné avec le capillaire [114, 144, 149] et va induire une diminution de la vitesse de propa-gation. À partir d’une certaine distance, la combinaison des deux champs (aux électrodes et en front d’ionisation) peut être centrée sur l’axe du capillaire. Lorsque le champ est centré sur l’axe du capillaire, cela va induire une répartition a priori homogène du plasma dans le capillaire. De plus, au cours de la propagation du plasma dans un capillaire, la présence des parois du capillaire couplée à la dérive des électrons va induire une « focalisation » (focusing effect). Cette focalisa-tion peut également avoir une influence sur l’orientafocalisa-tion du champ électrique et contribuer à son centrage. La modélisation permet également d’étudier des phénomènes qui ne sont pas visibles durant les expériences, notamment la présence d’électrons en amont du front d’ionisation. Ces électrons sont chauds, voire même « trop » pour émettre un rayonnement dans le visible. Par contre, ils peuvent contribuer à pré-ioniser les parois du capillaire en amont et ainsi faciliter la propagation des PAPS. À proximité des électrodes, le champ électrique imposéEelectrodepeut ne pas être centré sur l’axe du capillaire, son orientation pouvant résulter soit de l’influence entre les deux champs électriques développés, soit d’une forte préionisation sur les parois du capillaire.

Jánskýet al. ont obtenu des résultats équivalents dans le cas de la propagation d’un plasma d’air dans un capillaire [149]. Bien que les deux gaz utilisés soient différents, l’orientation du champ électrique par rapport à l’axe du capillaire semble être un critère important dans la répartition en volume du plasma. La nature filamenteuse du mode Wall-hugging pourrait donc être due au fait que le champ électrique n’est pas parfaitement aligné avec le capillaire. En effet,

même si le champ développé aux électrodes est très influent sur le front d’ionisation, ce dernier développe son propre champ électrique EFI par la présence d’une charge d’espace. L’interaction de ces deux champs conduirait donc à une propagation le long des parois du capillaire.

La modélisation de l’évolution du champ électriqueEFI en fonction de la distance de propa-gation du plasma a montré que son amplitude diminue en deux phases au fur et à mesure que le plasma se propage [114, 135, 150]. Cette diminution du champ électrique peut être corrélée à la diminution deSe, soit avec l’intensité lumineuse émise par le front d’ionisation. Par conséquent, la diminution du champ électrique généré en tête de PAPS peut être responsable de la chute de vitesse des PAPS ainsi que de leur morphologie. La vitesse de propagation dépendant également du mode de propagation des PAPS, l’observation des « balles » de plasma est possible lorsque la vitesse décroît avecτ ≈20 nsainsi que pour un champ électrique aligné avec le capillaire.

3.3 Influence du gaz porteur

La propagation des PAPS a été étudiée dans le cas où le gaz porteur est du néon. Cependant, lorsque de l’hélium est utilisé, la génération et la propagation des PAPS est toujours observée, comme illustré en figure III.9.

0 5 10 15

Distance (cm)

70 ns

820 ns 620 ns 520 ns 420 ns 320 ns 270 ns 220 ns 170 ns

FigureIII.9 – Étude de la propagation d’un plasma d’hélium à l’intérieur d’un capillaire. Débit hélium : 500 sccm, tension appliquée : −20 kV, temps d’exposition :10 ns.

Les PAPS générés en hélium, à l’instar des PAPS de néon, se propagent suivant les deux modes décrits précédemment : Wall-hugging et Homogène. Le mode Wall-hugging est observé sur une distance plus faible en hélium qu’en néon. Le Wh-PAPS reste étendu sur quelques cm pour un temps de pause donné. Sachant que la chute de vitesse est caractéristique du mode Wall-hugging, en hélium cette chute devrait être observée sur une plus courte distance. La figure III.10

3. LE PLASMA GUN : SOURCE DE PAPS

présente l’évolution de la vitesse de propagation des PAPS dans un capillaire, suivant le gaz porteur utilisé.

0 5 10 15 20 25

0 5 10 15 20 25

Vitesse (107 cm.s-1 )

Distance depuis l’électrode interne (cm)

Ne He

Figure III.10 – Évolution de la vitesse de propagation du plasma au sein d’un capillaire, en fonction de la nature du gaz et de la distance depuis l’électrode interne. Tension appliquée :

−28 kV, débit Ne : 300 sccm, débit He : 300 sccm.

D’après la figure III.10, les PAPS générés dans le néon sont plus rapides que ceux générés en hélium. En sortie des électrodes, les PAPS générés en néon se propagent à une vitesse de 2,2×10⁸cm·s⁻¹ contre 1,4×10⁸cm·s⁻¹ en hélium. Or la tension de claquage de l’hélium est supérieure à celle du néon, par conséquent on aurait pu s’attendre à l’inverse.

À partir des évolutions de vitesse, il est possible de déterminer sur quelle distance est observé le mode Wall-hugging, ce dernier correspondant à la zone où la vitesse chute rapidement. Dans le cas de l’hélium, cette chute est observée sur les 5premierscm, tandis que dans le cas du néon, la chute de vitesse est observée sur 10 cm. Par conséquent, nous sommes en droit de supposer que les PAPS générés en hélium présentent un mode Wall-hugging sur une plus faible distance que ceux générés en néon, ce qui est cohérent avec les expériences d’imagerie.

Par ailleurs, dans une première étude, il avait été mis en évidence que la vitesse de propagation des PAPS dépendait de la tension appliquée aux bornes des électrodes [111]. A priori, la tension appliquée au gaz serait responsable de la vitesse de propagation des PAPS. Le néon claque pour une tension inférieure à celle de l’hélium, ce qui peut être à l’origine de la différence de vitesse observée.

À partir de ces données, nous pouvons supposer que les PAPS d’hélium, notamment la colonne de plasma, présentent une impédance plus élevée, ce qui concourt à l’observation d’une vitesse de propagation plus faible. Néanmoins, les évolutions de vitesses de propagation, d’intensité lumineuse des PAPS en hélium ou en néon ont un comportement très proche. De même, les figures III.4 et III.9 viennent confirmer cette similarité puisque les plasmas obtenus présentent bien tous deux, deux modes de propagation : Wall-hugging et Homogène, couplés à une colonne de plasma résiduel. Par conséquent, les PAPS générés en néon et en hélium semblent se propager selon les mêmes mécanismes de propagation. L’étude du jet de plasma peut alors être faite soit dans l’hélium, soit dans le néon. Dans ce travail, l’utilisation du néon a été privilégiée pour plusieurs raisons :

— une forte luminosité même à faible débit ;

— une faible tension de claquage permettant de balayer une plus grande gamme de tension ;

— des mécanismes de propagation similaires à ceux de l’hélium.

3.4 Synthèse

Le Plasma Gun est constitué d’un réacteur DBD et d’un capillaire. L’allumage des PAPS, au sein du réacteur DBD, a lieu pour une tension de quelques kV appliquée aux électrodes, et ce quel que soit le front de montée de l’impulsion de tension. Dès la tension de claquage at-teinte, plusieurs foyers sont visibles sur l’électrode interne. Ces foyers vont être à l’origine de filaments de plasma se propageant sur quelques centimètres en sortie du réacteur DBD. Lors de leur propagation, ces filaments de plasma interagissent entre eux, d’où l’observation d’un plasma inhomogène concentré le long de la paroi du capillaire. La propagation en filament, le long des parois du capillaire, a été définie en tant que mode de propagation Wall-hugging (Wh-PAPS).

Ces Wh-PAPS sont observés sur les premiers centimètres de propagation et ont été corrélés à une chute de vitesse et d’intensité lumineuse. Au cours de la propagation des PAPS, un dépôt de charges va se faire le long de la paroi ainsi qu’une homogénéisation du front d’ionisation.

Ces Wh-PAPS sont observés sur les premiers centimètres de propagation et ont été corrélés à une chute de vitesse et d’intensité lumineuse. Au cours de la propagation des PAPS, un dépôt de charges va se faire le long de la paroi ainsi qu’une homogénéisation du front d’ionisation.