II - Résultats et discussions
II. 2 - Résultats issus de la méthode collisionnelle-radiative
Cette section présente les propriétés thermodynamiques obtenues à partir des compositions déduites de la méthode collisionnelle-radiative. Ces résultats sont présentés pour un plasma de SF6 pur sous une pression de 1 bar. Elle est divisée en deux paragraphes : la première montre les résultats pour 𝜃 = 1 , la seconde pour 𝜃 = 5.
Les calculs de propriétés thermodynamiques ont été faits avec les mêmes expressions que dans la section précédente (II.1 – Résultats issus de la loi d’action de masse). Seules les espèces prises en compte et leurs densités varient d’une composition à l’autre.
II.2.a - Cas 𝜃 = 1
Les figures 3-15 à 3-19 montrent les propriétés thermodynamiques calculées à partir d’une composition issue du modèle CR pour un plasma de SF6 pur à 𝜃 = 1 (équivalent à l’ETL) sous une pression de 1 bar (lignes et points violets) comparés aux propriétés thermodynamiques calculées avec la loi d’action de masse (lignes vertes). Ces figures montrent le bon accord entre les deux méthodes de calcul de composition à l’ETL, à l’exception de l’enthalpie et de la capacité thermique à pression constante des lourds à haute température, où le résultat issu de la loi d’action de masse est supérieur au résultat CR. Cette différence vient de l’absence d’ions chargés quatre fois et plus dans la composition CR.
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Figure 3-15 : Densité de masse d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 1 et P=1 bar.
Figure 3-16: Enthalpie des électrons d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 1 et P=1 bar.
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Figure 3-17 : Enthalpie des lourds d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 1 et P=1 bar.
Figure 3-18 : Capacité thermique des électrons d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 1 et P=1 bar.
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Figure 3-19: Capacité thermique des lourds d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 1 et P=1 bar.
Les figures 3-20 à 3-24 montrent les propriétés thermodynamiques calculées à partir d’une composition CR pour un plasma de SF6 pur avec 𝜃 = 5 sous une pression de 1 bar (lignes et ronds violets) comparés aux propriétés thermodynamiques calculées avec la loi d’action de masse dans les deux cas (cas 1 = lignes vertes, cas 2 = lignes bleues). La transition observée pour la composition issue du code collisionnel-radiatif dans le paragraphe III.2 est clairement visible dans chacune des propriétés présentées. On observe deux phases : la domination à basse température des collisions par impacts de lourds (correspondant au cas 2 de la loi d’action de masse), et celle des impacts électroniques à haute température (correspondant au cas 1 de la loi d’action de masse).
Dans le cas des capacités thermiques à pression constante, la transition entre les deux phases est marquée par un pic. Cela est dû au fait que la capacité thermique est calculée en dérivant l’enthalpie, et la discontinuité observée dans les enthalpies des lourds et des électrons est à l’origine de ce pic. Il ne faut cependant pas limiter la présence de ce pic à un aspect simplement mathématique, car la transition entre les deux régimes (collisions majoritairement par impact de lourds à basse température et par impact électronique à haute température) est réaliste, mais notre approche surestime le pic. On peut attribuer cette surestimation à la fois à l’approche calculatoire (dérivée numérique) et à la composition (transition brutale d’un cas vers l’autre).
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On observe aussi que l’enthalpie et la capacité thermique des électrons à basse température (température inférieure à la cassure) n’est pas égale aux résultats issus de la loi d’action de masse pour le cas 2. Ce phénomène est attribué au fait que le calcul CR ne prend pas en compte les ions moléculaires, et que la densité d’électrons sur cette plage de température est différente.
Figure 3-20 : Densité de masse d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 5 et P=1 bar.
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Figure 3-21 : Enthalpie des électrons d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 5 et P=1 bar.
Figure 3-22 : Enthalpie des lourds d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 5 et P=1 bar.
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Figure 3-23 : Capacité thermique des électrons d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 5 et P=1 bar.
Figure 3-24 : Capacité thermique des lourds d’un plasma de 𝑆𝐹6 pur calculée à partir d’une composition CR et comparée à celle obtenue avec la loi d’action de masse (LAM), à 𝜃 = 5 et P=1 bar.
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III - Conclusion
Dans ce chapitre nous avons présenté les propriétés thermodynamiques massiques d’un plasma de SF6− C2F4 en déséquilibre thermique. A deux températures, le gaz est considéré composé de deux sous-systèmes (un sous-système pour les électrons et un pour les particules lourdes) associés à deux températures différentes (respectivement Te et Th), il est donc indispensable de définir deux contributions (une pour chaque sous-système) pour chaque propriété thermodynamique.
Nous avons constaté que les deux contributions évoluaient de manière différente en fonction du paramètre de déséquilibre 𝜃. Nous avons pu lier les phénomènes chimiques importants (dissociation/ionisation des espèces majoritaires) à l’évolution de plusieurs propriétés et constater l’influence de la composition sur ces propriétés.
Nous avons aussi pu montrer l’accord à l’ETL de nos deux modèles de calcul de composition (loi d’action de masse et code collisionnel-radiatif) au travers de ces propriétés.
Nous avons également constaté que les propriétés thermodynamiques calculées avec le modèle CR présentaient une transition abrupte entre les résultats obtenus avec la loi d’action de masse dans les cas 1 et 2. Cette transition brutale démontre une fois de plus la domination des collisions entre particules lourdes à basse température (représenté par le cas 2) et la prédominance des collisions électroniques à haute température (cas 1).
Les calculs de composition (Chapitre 2) et les propriétés thermodynamiques (Chapitre 3) étant achevés, nous pouvons passer à la dernière partie de cette thèse qui concerne les coefficients de transports.
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