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Processus de formation de plasmas sans électron
S. Avrillier, J.-P. Schermann
To cite this version:
S. Avrillier, J.-P. Schermann. Processus de formation de plasmas sans électron. Journal de Physique,
1977, 38 (8), pp.913-914. �10.1051/jphys:01977003808091300�. �jpa-00208658�
913
PROCESSUS DE FORMATION DE PLASMAS SANS ÉLECTRON (*)
S. AVRILLIER et J.-P. SCHERMANN Laboratoire de
Physique
des LasersUniversité Paris
XIII,
93430Villetaneuse,
France(Reçu
le 22 decembre1976,
révisé le 4avril 1977, accepte
le 19avril 1977)
Résumé. 2014 Un plasma d’ions positifs et
négatifs
peut être formé, soit directement à l’aide de processus de formation depaires,
soit indirectement parl’adjonction
departicules électronégatives
dans un plasma conventionnel, les électrons s’attachant pour donner des ions
négatifs. Après
avoirpassé
en revue les différents mécanismes de formation depaires
d’ions et de recombinaison, onconsidère un exemple expérimental mettant en évidence les
propriétés
lesplus caractéristiques
d’un plasma sans électrons que l’on compare à celles des plasmas à forteproportion
d’ionsnégatifs
obtenuspar attachement
électronique.
Abstract. 2014 An electron-free
plasma
can be created, either directlyby
apair-formation
process,or by
adding electronegative particles
to a conventionalplasma.
Afterreviewing
the different ion- pair formation and recombination processes, we compare theexperimental properties
of an electron- freeplasma
and of a negative ion-rich plasma obtainedby
electron attachment.LE JOURNAL DE PHYSIQUE TOME 38, AOUT 1977,
Classification
Physics Abstracts
6.505 - 6.550
1. Formation et recombinaison de
paires
d’ions. -Afin de
pouvoir pr6dire
lacomposition
et la densited’un
plasma
sanselectron,
il est n6cessaire de con-naitre les sections
efficaces,
lesenergies
mises enjeu
et les differentes voies de sortie des m6canismes suivants :
AB +
6nergie
--> A + + B - ionisation enpaires
d’une molecule A + B +
énergie -->.
A + +B -
transfert decharges A + + B -
--> A + B recombinaison ion-ion.1.1 PHOTOIONISATION. - Le domaine
d’6nergie
dans
lequel
seproduit
la formation depaires
d’ionspar
photoionisation
est de 1’ordre dequelques
eV etcorrespond
au domainespectral
de l’UV moyen ou lointain ou les sources de haute intensite sont de realisation difficile. L’utilisation de lasers est souhai- table dans le cas d’une transition a un seulphoton,
par contre les transitions
multiphotoniques
nes6parent
pas facilement les differents processus d’ionisation.
- La section efficace est tres faible
(10-19
à5 x
10 -1 7 cm’)
et elle est engeneral, plus
faibleque pour les autres processus d’ionisation.
- Le processus est rare
[1]
etapparait
depr6f6-
rence pour les molecules
diatomiques.
11n’existe, actuellement,
aucune m6thodepermettant
depr6dire
1’existence du processus.
(*) Communication presentee au Congr6s National de Physique
des Plasmas, Paris, 6-10 decembre 1976.
1.2 DISSOCIATION THERMIQUE DES MOLECULES IONI- QUES. - En soumettant a de
brusques
variations detemperature (par
ondes dechoc)
des molecules du typeionique,
deux voies de dissociation sontpossibles :
il y a
soit,
formation depaires d’ions,
soit formation d’atomes neutres. Dans le cas deshalog6nures
alca-lins,
il estpossible
depr6voir
le taux de branchement entre ces deux voies[2]
apartir
de la connaissance des niveaux mol6culaires et de leurs interactions.1.3 COLLISIONS ENTRE ATOMES FORTEMENT EXCITES
ET MOLECULES tLECTRONtGATIVES. - Certaines mole- cules M
(SF6
parexemple) pr6sentent
lapropri6t6
d’attacher des electrons de tres faible
6nergie ( 0,1 eV)
pour former des ionsn6gatifs
stables.Par
ailleurs,
dans les atomes tres fortement excites A**au
voisinage
du seuil d’ionisation(6tats
deRydberg),
1’electron
p6riph6rique
se conduit dans unecollision,
de
faqon
similaire a un electronthermique [3].
Lasection efficace du processus A**
+ M -+ A+ + M-
est alors tres 6lev6e
(10-11 cm’)
car le rayonclassique
de l’atome dans 1’6tat de
Rydberg
est tresgrand.
1.4 AUTRES REACTIONS DE TRANSFERT DE CHARGE CONDUISANT A LA FORMATION DE PAIRES. - De
faqon generale,
les atomes a faiblepotentiel
d’ionisation(alcalins)
et les atomes ou molecules a affinité elec-tronique positive (halogenes, 02, M0, C0, MO2, ...)
ont tendance a effectuer des reactions avec transfert d’61ectron pour des
energies d’impact
de l’ordre dequelques
eV. Dans tous ces cas, le mod6le de Landau Zener, avec un traitementsemi-classique
du mouve-ment nucl6aire donne des r6sultats satisfaisants
[4, 5].
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphys:01977003808091300
914
1.5 SYNTHESE DIRECTE. - A
partir
de la neutra-lisation mutuelle de deux faisceaux
ioniques,
il estpossible
d’obtenir unplasma ionique [6]
pouvant atteindre une densite de106 ions/cm’.
2. Creation d’un
plasma
form6 d’ions de masse6gale,
et decomposition
d6finie. - Lesplasmas
sanselectron ont 6t6 consid6r6s pour leurs
applications
6ventuelles dans le
probleme
depropagation
desondes
[7, 8].
La massereduite, qui
intervient dans1’expression
de lafrequence plasma,
n’estplus
lamasse de 1’electron comme dans un
plasma
conven-tionnel,
mais devientcomparable
aux masses ioni-ques. Un cas
particulier
int6ressant est celui ou lamasse de l’ion
positif
est6gale
a celle de l’ionn6gatif.
Ceci est le cas dans un
plasma
d’iode si l’on isole des autres processusd’ionisation,
celui de formation depaires :
qui
a lieu[9]
pour deslongueurs
d’ondecomprises
entre 1 320 et 1 410
A.
Le processusqui apparait
pour deslongueurs
d’onde inferieures à 1 300Å
doit etre elimine. Unelampe sp6cialement adaptee
a ce but a 6t6 construite : le spectre continu dukrypton (200 torr)
estcoupe,
aux courteslongueurs d’ondes,
par une fenetre de sortie en fluorure debaryum.
Le spectre 6mis couvre laplage
1 650-1 300
A
ou le seul processus d’ionisation est celui desire(Fig. 1).
L’excitation de lalampe
estproduite
par un
generateur
a 2 450 MHzqui,
pour 80W,
conduit a un flux dephotons
de 4 x1013 photons/
steradian/seconde
pour la bande 1 320-1 410A.
La cellule contenant l’iodepossede
une fenetre en fluorurede lithium laissant passer tout le flux
utile,
et deux electrodes en tantale.Lorsque
lapression
est suf-fisamment faible
(5
x 10-3torr),
le milieu estopti-
quement mince et lephoto-courant
est lin6airementproportionnel
a l’intensit6 de lalampe
akrypton.
Ce
photo-courant
mesure enappliquant
une tensioncontinue entre les
electrodes,
a 6t6extrapol6
apression
d’iode nulle en refroidissant le queusot de la cellule.
On obtient ainsi la composante due aux
photons
electrons
parasites.
La mesure de1’amplitude
et de laphase
de la constantedielectrique,
auvoisinage
de lafrequence plasma,
montre que la densite obtenue est de 3 x10’ ions/cm’
pour unepression
d’iode de10-3
torr. Cette densite est tres faible. On peut la comparer a celle que l’on obtient au cours d’uned6charge
dans un gaz6lectron6gatif [10, 11].
FIG. 1. - La distribution spectrale d’une lampe a krypton (200 torr)
avec fenetre en BaF2 et produits de photoionisation de l’iode en
1 200 et 1 400 A.
[Spectral distribution of a krypton source (200 torr) with a BaF2
window and photoionization products of iodine in the 1 200- 1400 A range.]
Dans un
plasma
d’iode cree par attachement elec-tronique [10],
les electrons lesplus rapides partici-
pent a de nombreux processus :
L’attachement dissociatif est le processus
pr6pon-
derant :
La densite peut atteindre
10" ions/cm3,
maisil reste
toujours
uneproportion
d’61ectrons indis-pensable
et lacomposition ionique
estcomplexe.
Au
contraire,
dans unplasma
cree parphotoioni-
sation la
composition peut
etre tres biendefinie,
la densite dix foissup6rieure
a celle obtenue parsynthese
directe pour un
appareillage plus simple.
Dans tous lescas, le
probleme
des electronsparasites
estpresent,
aussi bien dans la
synthese
directe que par attache- ment6lectronique
ouphotoionisation.
Pour elimi-ner totalement les electrons on doit utiliser un
dispo-
sitif de
confinement,
s6lectif en masse, negardant
que les ions. Ceci a pu etre effectu6 avec une cage de confinement
quadrupolaire [12].
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