Traitement des signaux bruts des mesures d’absorption

3.4.3.1 Signal brut d’absorption

Figure 3-13 : Evolution temporelle du signal transmis par le plasma à la pression atmosphérique, pour fEM=10 GHz

Durant l’impulsion de rayonnement X, le signal transmis par le plasma en fonction du temps, est mesuré par l’oscilloscope. La Figure 3-13, représente le signal transmis à la pression atmosphérique pour une onde électromagnétique de fréquence égale à 10 GHz injectée dans le guide d’onde.

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Lorsque l’impulsion de rayonnement X débute (à partir de t=12.8 ns), le signal transmis diminue en accord avec la variation temporelle du flux de rayonnement X. Comme le montre la Figure 3-13, l’absorption de l’onde électromagnétique dure 90 ns, soit la durée de l’impulsion de rayonnement X. Le zoom de la Figure 3-13, montre que la période d’oscillation est bien égale à 0.1 ns ce qui correspond bien à une fréquence de 10 GHz.

Afin d’exploiter les signaux d’absorption mesurés, un traitement numérique préliminaire a été effectué. Le paragraphe suivant est dédié au traitement numérique appliqué aux signaux.

3.4.3.2 Traitement numérique des signaux

Le traitement numérique appliqué aux signaux, consiste à supprimer les fluctuations pics à pics de l’enveloppe du signal absorbé en calculant sa SFFT18_.

Pour cela, une fenêtre Gaussienne d’une largeur à mi-hauteur égale à 1 ns, se déplace temporellement par incrément de 0.5 ns, sur le signal mesuré. A chaque pas de temps, la FFT du signal contenu dans la fenêtre est calculée, et le maximum du module de chaque FFT est déterminé. L’évolution temporelle de l’enveloppe lissée du signal, est alors obtenue.

Figure 3-14 : Evolution temporelle de l’enveloppe obtenue par SFFT, pour le signal transmis d’une onde EM de 10 GHz à la pression atmosphérique

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La Figure 3-14 montre l’enveloppe lissée obtenue par SFFT pour le signal de la Figure 3-13 après un recalage temporel de -12.8 ns. Cette méthode de traitement numérique, a été appliquée à l’ensemble des signaux mesurés. Elle permet de définir avec précision l’évolution temporelle du coefficient de transmission 𝜏′(𝑡) et donc de déterminer expérimentalement le coefficient d’absorption 𝛼′′_{(𝑡) d’après l’équation 3-39.}

En se basant sur les formalismes d’absorption, la détermination expérimentale du coefficient d’absorption, permet de déterminer la densité électronique du plasma. Les résultats obtenus sont présentés dans le chapitre 4.

3.5 Conclusion

Après un bref état de l’art des principales techniques de mesure de la densité électronique d’un plasma, ce chapitre décrit l’expérience réalisée durant la thèse.

L’expérience consiste à mesurer l’évolution temporelle du coefficient de transmission d’une onde électromagnétique, suite à son passage dans un plasma d’air hors-équilibre. Si la fréquence de l’onde électromagnétique est inférieure à la fréquence plasma, l’onde sera absorbée. Pour un plasma en espace libre, le coefficient d’absorption dépend de la fréquence de l’onde, de la fréquence plasma et de la fréquence de collision élastique entre les électrons et les neutres. Dans le cas d’un plasma confiné dans un guide d’onde, le coefficient d’absorption dépend aussi de la fréquence de coupure du guide. La fréquence plasma étant dépendante de la densité électronique, les formalismes d’absorption d’une onde EM par un plasma décrit dans ce chapitre, montrent le lien entre la mesure du coefficient d’absorption et la densité électronique du plasma.

Le dispositif expérimental utilisé pour effectuer les mesures d’absorption a été présenté dans le dernier paragraphe de ce chapitre. Pour résumer, le plasma d’air est généré dans un guide d’onde rectangulaire, suite à son irradiation par une impulsion de rayonnement X. Les rayonnements X de 0.9 MeV d’énergie moyenne sont générés par la machine ASTERIX du CEA Gramat. Simultanément, un signal micro-onde mono-fréquentiel est injecté en mode continu dans le guide et sa transmission par le plasma est mesurée au cours de l’impulsion X. La mesure de l’évolution temporelle du coefficient de transmission permet de

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déterminer directement l’évolution temporelle du coefficient d’absorption de l’onde et donc l’évolution temporelle de la densité électronique du plasma.

La dose intégrée sur la durée de l’impulsion X au niveau du guide est mesurée à chaque essai d’irradiation et présente une incertitude de ±20%. La dose moyennée sur l’ensemble des essais d’irradiation contient donc cette incertitude en plus des fluctuations essais à essais du générateur. Ces fluctuations peuvent entrainer des fluctuations sur la mesure du coefficient d’absorption de l’onde d’un essai à l’autre pour les mêmes conditions expérimentales et par conséquent, des incertitudes sur la densité électronique du plasma mesurée.

Le dispositif expérimental utilisé et les formalismes associés ont été soumis à deux revues internationales. Premièrement à « Physics of Plasma » pour une étude à la pression atmosphérique [21], puis « Journal of Applied Physics » pour une étude en fonction de la pression [22]. Cette méthode de mesure de la densité électronique par absorption des ondes électromagnétiques dans un plasma, a aussi été présentée lors d’une conférence internationale [23].

Le chapitre suivant présente les résultats expérimentaux, ainsi que la confrontation des résultats expérimentaux avec les résultats obtenus par le modèle de cinétiques réactionnelles 0D.

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[22] M. Maulois, M. Ribiere, O. Eichwald, M. Yousfi, R. Pouzalgues, A. Garrigues, C. Delbos, et B. Azaïs, « Experimental and numerical investigations of air plasmas induced by multi-MeV pulsed X-ray from low to atmospheric pressures », soumis à J. Appl.

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[23] M. Maulois, M. Ribière, O. Eichwald, M. Yousfi et B. Azaïs, « Comparison between measured and simulated electron density of air plasma generated at atmospheric pressure by multi-MeV pulsed X-ray», Poster présenté à la 43ème édition de ICOPS (Banff du 19 au 23 Juin 2016).

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