T H È S
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THÈSE En vue de l'obtention du DOCTORAT DE L’UNIVERSITÉ DE TOULOUSE Délivré par L’Université Toulouse III-Paul Sabatier Discipline ou spécialité : Génie Electrique Présentée et soutenue par Thanh Doanh LE Le 31 Janvier 2011 Titre : Etude d’une décharge à barrière diélectrique établie dans un mélange gaz rare halogène JURY MM. Jean - Marie BARONNET : Examinateur Jean - Marc BAUCHIRE : Rapporteur Sounil BHOSLE : Co-directeur de thèse Franck CLEMENT : Rapporteur Hubert PIQUET : Président Georges ZISSIS : Directeur de thèse Ecole doctorale : Génie Electrique, Electronique, Télécommunications: du système au nanosystème Unité de recherche : Laboratoire Plasma et Conversion d’Energie (UMR 5213) Directeur de Thèse : Georges ZISSIS Co-directeur de Thèse : Sounil BHOSLE REMERCIEMENTS Je tiens à remercier dans un premier temps, l’ensemble du personnel du laboratoire LAPLACE, les membres du Groupe « Lumière et Matière » de l’Université de Toulouse 3- Paul Sabatier pour leur accueil sympathique ainsi que leur coopération professionnelle et conviviale tout au long de ma thèse. Je remercie particulièrement Messieurs Christian LAURENT et Maurice FADEL, Directeur et Directeur adjoint du laboratoire Laplace, Monsieur Michel AUBES, Responsable du groupe « Lumière et Matière » pour leur accueil au sein d’une très bonne équipe de recherche Je remercie sincèrement Monsieur Georges ZISSIS, mon directeur de thèse pour m’avoir fait l’honneur d’accepter de diriger cette thèse ; pour son accueil, la confiance et la gentillesse qu’il m’a accordé dès mon arrivée au laboratoire ; pour les renseignements et son soutien permanent qui m’ont permis d’arriver au bout de ce travail; sans oublier sa participation dévouée au cheminement de ce manuscrit. Je remercie profondément Monsieur Sounil BHOSLE, mon co-directeur de thèse pour conseils et les encouragements qu’il a pu me prodiguer au cours de ma thèse avec beaucoup de patience et de pédagogie. Malgré ses années absentes au laboratoire, il a toujours été disponible pour d’intenses et rationnelles discussions. Tout au long de ces trois années, il a su orienter mes recherches aux bons moments en me faisant découvrir les résultats intéressants à travers de son regard scientifique et ses expériences précieuses dans ce domaine. Le Laboratoire LAPLACE m’a permis de réaliser des mesures robustes et fiables dans les très bonnes conditions. Un grand merci à mes collègues David BUSO, Laurent CANALE, Marc TERNISIEN, Gérald LERDU, Julien HUNEL... pour leurs conseils et leur aide indispensable lors de la réalisation de ma thèse ; pour le temps qu’ils ont consacré à relire attentivement ce manuscrit et à écouter avec beaucoup de patience mes répétitions. J’ai eu également le plaisir de collaborer avec les amis au laboratoire d’ENSEEIHT. Je pense forcément à Mohamat DJIBRILLAH et Rafael DIEZ pour avoir consacré plusieurs jours de leur temps à me donner un coup de main dans la réalisation des mesures expérimentales. Je tiens à remercier dans un second temps tout spécialement aux personnes suivantes, pour leurs conseils précieux et l’expérience enrichissante qu’elles m’ont fait perfectionner de ma thèse: Je présente toute ma reconnaissance à Monsieur Hubert Piquet pour m’avoir accordé de réaliser des mesures expérimentales nécessaires au laboratoire d’ENSEEIHT dans le cadre de coopération d’action traversable OSDP entre les deux groupes « G-ENESYS » et « Lumière et Matière » ; et notamment pour m'avoir fait l'honneur de présider le jury de cette thèse. Mes vifs remerciements à Messieurs Jean-Marc BAUCHIRE et Franck CLEMENT, les rapporteurs de la thèse pour la rapidité avec laquelle ils ont lu mon manuscrit et l’intérêt qu’ils ont porté à mon travail; sachant poser des questions nécessaires grâce aux quelles je pourrai accomplir parfaitement mon manuscrit. Je remercie également Monsieur Jean-Marie BARONNET pour avoir accepté d’être examinateur et de participer au Jury de défense de cette thèse. Je tiens à remercier dans un dernier temps tout profondément aux personnes qui m’ont fait partie de ma vie : ma famille et mes amis, ceux qui ne sont pas là aujourd’hui pour partager ce moment avec moi. Recevez ce mémoire en guise de remerciement et témoignage de mon amour. Tôi xin cảm ơn Bố LÊ Chí Thà : Ngay khi ngài chủ tịch đọc quyết quyết định trao Titre de docteur cho tôi và thông báo là đề tài được để cử tham gia Prix de Thèse thì tôi thực sự là vui sướng vì cái ngày quan trọng này tôi đã chờ đợi nó hơn 5 năm qua. Ở thời điểm vô cùng đặc biệt này tôi nhớ đến ngay người cha của mình. Thât là tiếc rằng cha tôi không thề đợi để thấy tôi trở thành tiến sĩ và nhìn tấm bằng của tôi. Tôi muốn dành tặng món quà này cho cha mình. Tôi tin ở thế giới bên kia bố sẽ luôn tự hào về tôi. Dù không còn được găp và nhìn bố nữa nhưng hình ảnh về Bố- người chiến sĩ cụ Hồ sẽ luôn mãi mãi trong trái tim tôi. Tôi xin cảm ơn Mẹ BÙI Thị Hồng : Người đã chịu những năm tháng đẻ đau để sinh thành ra tôi cũng như anh chị em tôi. Bên cạnh với thiên chức người phụ nữ Việt Nam- Công Dung– Ngôn Hạnh mẹ đã cả đời hi sinh vất vả, chịu khổ, làm lụng quần quật suốt ngày để nuôi nấng chúng tôi đến ngày hôm nay. Công ơn của mẹ là trời bể, không có gì có thể bù đắp hết được những năm tháng đã qua. Trong thời điểm này thì Tấm bằng tiến sĩ của tôi chính là món quà đấu tiên thật ý nghĩa để dành cho mẹ. Sau khi trở về con sẽ có nhiều thời gian hơn để chăm nom và phụng dưỡng mẹ. Tôi cũng xin được gửi lời cảm ơn tới phòng TCCB&ĐT Tập Đoàn Điện Lực Việt Nam, thầy hiệu trưởng ĐÀM Xuân Hiệp và các phòng ban trường Đại học Điện lực cũng như Thầy Trần Quốc Tuấn đã giúp đỡ tạo điều kiện để tôi có cơ hội sang Pháp học tập, nâng cao kiến thức trong chuyên môn và thực hiện những hoài bão của mình. Xin chúc các thầy cô sức khoẻ, hạnh phúc và nhiều thành công. Và những người bạn luôn bên tôi : Bên cạnh gia đình, sự nỗ lực của bản thân thì thành quả của ngày hôm nay cũng có sự đóng góp rất nhiều của các thành viên trong gia đình Điện Toulouse, gia đình Điện Toàn Pháp cũng như tất cả các bạn bè tại phố núi Grenoble và la ville rose Toulouse. Những lời động viên, tình cảm nồng hậu và sự giúp đỡ của các anh em đã cho tôi có thêm nghị lực để vượt qua mọi khó khăn và đi đến thành quả của ngày hôm nay. Dù ở bất cứ phương trời nào ở Đồng Bằng – Miền Núi – Thủ đô – Trong nước hay ngoài nước thì trong trái tim tôi sẽ luôn có các bạn. I love you all. Finalement, je n'oublierai pas le support de Mademoiselle Dinosaure CHAU Thi Phuong Thanh, ma copine, pour les pressions, les encouragements continuels et les aides de correction de mon manuscrit qu’elle était toujours de mon côté. Au profond de mon cœur, elle est la première Mademoiselle Dinosaure qui est la plus belle du monde et j’espère que nous allons toujours marcher sur le même chemin jusqu’à la fin de notre vie. TABLE DES MATIERES INTRODUCTION ............................................................................................................... 1 CHAPITRE 1....................................................................................................................... 3 Généralités sur les décharges à barrières diélectriques et sur la formation des excimères et des exciplexes.............................................................................................................................. 3 1.1 La structure des décharges à barrière diélectrique ..................................................... 4 1.2 Principe de fonctionnement d’une décharge à barrière diélectrique ........................... 6 1.2.1 La décharge continue basse pression................................................................... 6 1.2.2 Particularités des décharges hors équilibre à pressions élevées.......................... 10 1.2.2.1 Les avalanches ........................................................................................... 11 1.2.2.2 Décharges par avalanches successives........................................................ 13 1.2.2.3 Propagation d’une onde d’ionisation .......................................................... 14 1.3 Les différents régimes des décharges dans les DBDs.............................................. 17 1.3.1 Décharge filamentaire....................................................................................... 18 1.3.2 Décharge luminescente ou diffuse .................................................................... 19 1.4 La formation des excimères et des exciplexes......................................................... 21 1.4.1 Excimères......................................................................................................... 21 1.4.2 Exciplexes ........................................................................................................ 22 1.5 Applications des DBDs .......................................................................................... 24 1.5.1 Domaine biomédical: Traitement de la peau ..................................................... 25 1.5.2 Domaine de l’environnement............................................................................ 28 1.5.2.1 Désinfection des eaux................................................................................. 28 1.5.2.2 Recyclage des gaz à effet de serre à l’aide d’une DBD ............................... 30 1.5.3 Domaine de l’éclairage ..................................................................................... 31 1.5.4 Domaine industriel : Traitement de surface et dépôt des matériaux ................... 34 Bibliographie ................................................................................................................... 36 CHAPITRE 2..................................................................................................................... 38 Modélisation physique d’une excilampe à DBD dans un mélange de xénon et de chlore ...... 38 2.1 L’équation de Boltzmann ........................................................................................39 2.2 Les moments de l’équation de Boltzmann ...............................................................40 2.3 Simplification des moments de l’équation de Boltzmann.........................................41 2.3.1 Modèle de dérive diffusion................................................................................41 2.3.2 Approximation du champ local..........................................................................43 2.4 Interaction plasma/surface-Conditions aux limites ..................................................44 2.4.1 Interaction plasma/surface.................................................................................44 2.4.2 Conditions aux limites.......................................................................................47 2.4.2.1 Les électrons...............................................................................................47 2.4.2.2 Les ions positifs ..........................................................................................48 2.4.2.3 Les ions négatifs .........................................................................................49 2.4.2.4 Les particules neutres..................................................................................49 2.4.2.5 Conditions aux limites imposées par le circuit d’alimentation .....................50 2.5 Espèces considérées - Coefficients de transports associées .....................................51 2.5.1 Espèces considérées et réactions entre espèces ..................................................51 2.5.2 Coefficients de transport ...................................................................................55 2.5.3 Méthodes numériques .......................................................................................56 2.5.3.1 La méthode des éléments finis ....................................................................56 2.5.3.2 Stabilisation numérique du modèle .............................................................57 2.6 Résultats du modèle DBD-Xe/Cl2 et discussions .....................................................60 2.6.1 Géométrie du modèle ........................................................................................60 2.6.2 Evolution de la tension et du courant de décharge dans le volume .....................61 2.6.3 Evolution temporelle de la densité de charge à la surface des diélectriques........65 2.6.4 Evolution temporelle et spatiale du plasma de décharge ....................................67 Conclusion .......................................................................................................................77 Bibliographie....................................................................................................................78 CHAPITRE 3......................................................................................................................80 Estimation de l’influence du mode d’alimentation sur le rayonnement UV d’une exilampe ..80 3.1 Exploitation du modèle........................................................................................... 81 3.2 Régime sinuisoïdal ................................................................................................. 82 3.2.1 Influence de la pression totale du mélange ........................................................ 82 3.2.2 Influence du taux de chlore dans le mélange gazeux ......................................... 85 3.2.3 Influence de la fréquence de l’alimentation....................................................... 86 3.3 Régime de source de tension impulsionnelle........................................................... 89 3.3.1 Influence du rapport cyclique ........................................................................... 89 3.3.2 Influence de la pression totale........................................................................... 93 3.3.3 Influence de fréquence de l’alimentation .......................................................... 99 3.4 Régime de source de courant impulsionnel ........................................................... 101 3.4.1 Influence de la pression totale......................................................................... 101 3.4.2 Influence du taux de chlore............................................................................. 104 Conclusion..................................................................................................................... 109 Bibliographie ................................................................................................................. 111 CHAPITRE 4................................................................................................................... 112 Dispositifs expérimentaux mis en œuvre ............................................................................ 112 4.1 Système de production des excilampes ................................................................. 113 4.2 L’excilampe xénon/chlore .................................................................................... 114 4.3 Alimentations pour l’excilampe xénon/chlore....................................................... 115 4.3.1 Alimentation sinusoïdale ................................................................................ 116 4.3.2 Alimentation en tension impulsionnelle .......................................................... 118 4.3.3 Alimentation en courant impulsionnel ............................................................ 121 4.4 Les dispositifs de diagnostic ................................................................................. 125 4.4.1 Caméra PI-MAX ICCD .................................................................................. 125 4.4.1.1 Description de la caméra PI-MAX ........................................................... 126 4.4.1.2 Caractéristiques typiques de la caméra PI-MAX....................................... 127 4.4.1.3 Caractéristique de l’intensificateur de la caméra....................................... 128 4.4.1.4 Les modes d’opération principaux de la caméra ....................................... 129 4.4.1.5 Domaine d’application de la caméra PI-MAX ICCD................................ 129 4.4.2 Générateur du temps de programmation (PTG) ...............................................131 4.4.2.1 Caractéristiques du PTG ...........................................................................131 4.4.2.2 Gestion de synchronisation de l’acquisition...............................................131 4.4.3 Monochromateur Jobin Yvon H25 ..................................................................131 4.4.4 Spectromètre HR4000 et filtre optique ............................................................137 4.4.5 Radiomètre P9710...........................................................................................139 4.4.6 Le filtre et la lentille UV .................................................................................139 Conclusion .....................................................................................................................142 Bibliographie..................................................................................................................143 CHAPITRE 5....................................................................................................................145 Etude expérimentale de la décharge dans une excilampe xénon/chlore................................145 5.1 Rayonnement émis par l’excilampe xénon/chlore..................................................146 5.1.1 Influence de la fréquence d’alimentation .........................................................147 5.1.2 Influence de la pression totale du mélange.......................................................149 5.2 Etude des spectres émis par l’excilampe xénon/chlore sous différents types d’alimentation.............................................................................................................151 5.2.1 Schéma du système expérimental de mesure des spectres ................................153 5.2.2 Résultats avec l’alimentation en tension ..........................................................153 5.2.3 Résultats avec l’alimentation en courant..........................................................160 5.3 Etude spectroscopique résolue en temps de la bande 308nm..................................170 5.3.1 Schéma de principe expérimental ....................................................................170 5.3.2 Résultats obtenus avec l’alimentation en courant.............................................171 5.3.3 Résultats obtenus avec l’alimentation en tension .............................................174 5.4 L’imagerie résolue en temps de la décharge de l’excilampe xénon/chlore..............177 5.4.1 Résultats obtenus avec l’alimentation en courant.............................................178 5.4.2 Résultats obtenus avec l’alimentation en tension .............................................185 5.5 Etude du vieillissement de l’excilampe xénon/chlore ............................................189 5.5.1 Evolution de l’émission pendant le fonctionnement prolongé ..........................190 5.5.2 Facteurs probables du vieillissement de l’excilampe et leur identification ....... 194 5.5.2.1 Résultats obtenus par spectroscopie résolue en temps............................... 195 5.5.2.2 Résultats obtenus par acquisition des spectres d’émission ........................ 198 5.5.3 L’influence de la pression partielle du chlore .................................................. 202 Conclusion..................................................................................................................... 209 Bibliographie ................................................................................................................. 211 CONCLUSION GENERALE ......................................................................................... 213 BIBLIOGRAPHIE .......................................................................................................... 216 ANNEXE I ....................................................................................................................... 224 ANNEXE II...................................................................................................................... 238 TABLE DES FIGURES CHAPITRE 1 Figure 1.1: Géométries couramment utilisées pour les DBD [Bh-1]. ......................................5 Figure 1.2: Photos de décharge d’une DBD plane à double barrière à gauche et d’une coaxiale à droite [Bh-1]. .......................................................................................................................6 Figure 1.3 : a) Dispositif expérimental de Townsend ; b) Caractéristique tension/courant d’un plasma de décharge. ...............................................................................................................7 Figure 1.4: Régime de décharge de Townsend. ......................................................................9 Figure 1.5 : Structures inhomogènes dans des DBD axisymétriques [Bh-1]. ........................10 Figure 1.6 : Photographie en chambre de Wilson d’une avalanche électronique [Ra-1]. .......12 Figure 1.7 : Variation du courant récolté à l’anode dans la phase précédant le claquage dans une décharge symétrique, d’après Raether [Ra-2]. ................................................................14 Figure 1.8 : Développement d’une micro-décharge – progression des streamers positifs et négatifs.................................................................................................................................16 Figure 1.9 : Photographies de décharge filamentaire obtenues par caméra rapide [Ma-2][Me4] ; a) aspect filamentaire, b) homogène. ..............................................................................18 Figure 1.10 : Photographies par caméra rapide de décharges de nature différente ayant cependant toutes les deux un aspect homogène [Ma-2]. ........................................................20 Figure 1.11 : Les images de maladies : Psoriasis (a), Vitiligos des mains, des pieds et du visage ...................................................................................................................................27 Figure 1.12 : a) Dispositif de traitement dermatologiques, b) Excilampe xénon-chlore à l’intérieur de l’appareil produit au LAPLACE. .....................................................................28 Figure 1.13 : Schéma de principe pour le traitement de liquide : a) Géométrie coaxiale de l’excilampe, b) Système de réacteur d’une DBD utilisée dans ce système [Fa-1]. .................29 Figure 1.14 : Réacteur d’une DBD pour le recyclage des gaz à effet de serre [ Ko-2]...........31 Figure 1.15: Structure de la lampe Planon. ...........................................................................32 Figure 1.16 : Profil des décharges en couleurs artificielles (sources: documentation commerciale OSRAM 2002). ...............................................................................................33 Figure 1.17 : Tour KPN à Rotterdam transformée en écran géant.........................................34 Figure 1.18 : Schéma de principe de traitement surfacique de plastiques à l’aide d’une DBD [Di-1]. ..................................................................................................................................35 CHAPITRE 2 Figure 2.1 : Fréquences d’excitation sur les trois états métastable (Xe*met), résonant (Xe*res), et excité (Xe*exc); coefficient d’ionisation directe pour Xe+2 et Cl+2 ..................................... 55 Figure 2.2 : Coefficients de transport électroniques et ioniques. .......................................... 55 Figure. 2.3: Particules chargées soumises à un flux de dérive-diffusion sous un fort champ électrique (et conditions de flux nul aux parois) -a) densité initiale -b) régime stationnaire sans stabilisation numérique -c) régime stationnaire avec "streamline diffusion". ........................ 59 Figure 2.4: Géométrie de la décharge et domaine de résolution associé. .............................. 61 Figure 2.5 : Variation temporelle de la source de tension Vs(t), tension dans le volume de décharge VG(t), tension entre les barrières diélectriques Vw(t) et le courant total de décharge IT(t) à f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV.............................. 63 Figure 2.6 : Variation temporelle de la source de tension vs(t), tension dans le volume de décharge vG(t), tension entre les barrières diélectriques vw(t) et le courant total de décharge iT(t) à f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, Vs = 8kV, dans le cas du modèle de xénon pur. ...... 63 Figure 2.7 : Distributions de potentiel entre les électrodes pour t = 0.5, t = , t = 1.5, t = 2. D’ici les lignes verticales à z = 0.2cm et 0.6cm représentent les barrières diélectriques, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ................... 64 Figure 2.8 : Variation temporelle de la charge surfacique électrique accumulée à la surface de barrière du côté de terre Q G(t) et à la surface de barrière du côté de puissance avec le champ électrique EG(t) à z = 0,2cm, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ............................................................................................................................................ 65 Figure 2.9 : Variation temporelle de la charge surfacique électrique accumulée à la surface de barrière du côté de terre QG(t) et à la surface de barrière du côté haute tension et le champ électrique EG(t) à z = 0,2cm (xénon pur). ............................................................................ 66 Figure 2.10: Evolution de la densité électronique, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ......................................................................................................... 67 Figure 2.11 : Evolution de la densité électronique selon le modèle du xénon pur [Bh-1]...... 68 Figure 2.12: Evolution de la densité totale des ions positifs dans le volume de décharge, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. .............................................. 69 Figure 2.13: Evolution de la densité totale des ions positifs dans le volume de décharge selon le modèle du xénon pur [Bh-1]............................................................................................. 70 Figure 2.14 : Evolution de la densité totale des ions négatifs dans le volume de décharge, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. .............................................. 70 Figure 2.15: Evolution temporelle et spatiale de l’intensité du champ électrique, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ..............................................................71 Figure 2.16: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’atomes de xénon à l’état métastable Xe*Met, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ............72 Figure 2.17: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’atomes de xénon à l’état métastable Xe*Met, dans le modèle du xénon pur [Bh-1]. ......................................................72 Figure 2.18: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’excimère Cl*2, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ..............................................................73 Figure 2.19: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’excimère Xe* 2 ( 3 u ) , f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, V s = 8kV. ...........................................................74 Figure 2.20: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’excimère ( Xe* 2 ( 3 u ) selon le modèle du xénon pur [Bh-1]. ................................................................................................74 Figure 2.21 : Evolution temporelle et spatiale de la densité d’exciplexe XeCl*, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ..............................................................75 Figure 2.22 : Evolution temporelle et spatiale de la densité d’exciplexe Xe2Cl*, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. ..............................................................75 CHAPITRE 3 Figure 3.1 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction de la pression totale (b), densités maximales des exciplèxes de Xe*2, XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d, e), f= 50kHz, taux du mélange Cl2 : 3% de chlore, pression totale de 226mbar (170Torr) à 665mbar (500Torr)..................................................83 Figure 3.2 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction de la fréquence d’alimentation (b), densités maximales des exciplèxes de Xe*2, XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d, e), f= 50kHz, pression totale de 239.4mbar (180Torr), différents taux du mélange entre Xe:Cl2 .............................................86 Figure 3.3 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction de la fréquence d’alimentation (b), densités maximales des excimères et des exciplexes de Xe*2, XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d, e), à la pression totale de 239.4mbar (180Torr), taux du mélange: Xe/Cl2=97:3 (%) de chlore..........88 Figure 3.4 : Tension impulsionnelle appliquée à la DBD......................................................89 Figure 3.5 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction du rapport cyclique (b), densités maximales d’excimères et d’exciplèxes de Xe*2 XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d), f= 50kHz, pression totale de 239.4mbar (180Torr), taux du mélange entre Xe:Cl2: 3% de chlore..................................... 90 Figure 3.6 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction du temps de monté (a, b). ....................................................................................... 93 Figure 3.7 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction de la pression totale (a, b) ; Distribution spatiale de la densité maximale d’excimères Xe*2 et d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* (c, d, e) ; Distribution temporelle de la densité total du courant, de la tension appliquée, des puissances rayonnées à 308nm et 490nm..................... 95 Figure 3.8: Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction du taux de mélange de Xe/Cl2 (a, b), Distribution spatiale de la densité maximale d’excimères Xe*2 et d’exciplèxes de XeCl* et Xe2Cl* (c, d, e)............................................... 98 Figure 3.9 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction du rapport cyclique (b), densités maximales d’excimères Xe*2, d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* à l’instant t où le courant est maximal (c, d), pour un rapport cyclique à 20%, une fréquence de 50kHz à 200kHz, pression totale à 239.4mbar (180Torr), taux de chlore = 3% .......................................................................................................................................... 100 Figure 3.10 : Forme de courant impulsionnel appliqué à la DBD, pour une fréquence à 50kHz, et l’amplitude maximale du courant à 15mA.......................................................... 101 Figure 3.11 : Puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction de la pression totale (a, b), Distributions spatiales de la densitée maximale d’excimères Xe*2 et d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* (c, d, e). ............................................................................... 103 Figure 3.12: La concordance entre le rayonnement et le courant dans la lampe Xe/Cl2 pour l’alimentation en courant [Di-1]......................................................................................... 104 Figure 3.13 : Puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction du taux de mélange Xe:Cl2 (a, b), Distributions spatiales de la densitée maximale d’exciplèxes XeCl* Xe2Cl* et d’excimères Xe*2 (c, d, e) à f =50kHz, pression totale = 180Torr, amplitude de courant =5mA.................................................................................................................... 105 Figure 3.14 : Puissances moyennes consommées et rayonnées et leurs rendements en fonction de l’amplitude de courant (1mA- 15mA) et de la fréquence (50kHz – 150kHz), pression totale= 239.4mbar (180Torr) (a, c), taux du mélange Xe/Cl2=97:3; Distribution spatiale de la densité maximale d’exciplèxes XeCl*, Xe2Cl* et d’excimères Xe*2. ................................... 108 CHAPITRE 4 Figure 4.1 : Vue du banc de remplissage des bulbes- panneau de commandes. .................. 114 Figure 4.2 : Configuration d’une lampe à DBD utilisée dans notre partie expérimentale ....115 Figure 4.3 : Schéma de l’alimentation sinusoïdale fournie à une lampe DBD.....................116 Figure 4.4 : Schéma de principe de l’amplificateur de puissance [Me-4] ............................117 Figure 4.5 : Forme d’onde du courant et de la tension dans une DBD avec une alimentation sinusoïdale [Di-1]...............................................................................................................118 Figure 4.6 : Alimentation impulsionnelle commerciale pour une excilampe avec la fréquence et le rapport cyclique variable. ............................................................................................119 Figure 4.7 : Forme d’onde du courant et de la tension, dans une DBD (Excilampe xénon/chlore) avec une alimentation impulsionnelle. ..........................................................121 Figure 4.8 : Alimentation en courant impulsionnel pour une excilampe [Di-1]...................121 Figure 4.9 : Circuit équivalent de l’alimentation en courant pendant la phase de charge [Di-1] ...........................................................................................................................................123 Figure 4.10 : Circuit équivalent de l’alimentation en courant pendant la phase de décharge [Di-1] .................................................................................................................................123 Figure 4.11: Les quatre sequences de charge et décharge correspondantes à l’alimentation en courant [Di-1].....................................................................................................................124 Figure 4.12 : Configuration de l’alimentation en courant utilisée un transformateur à 3 enroulements [Di-1]............................................................................................................125 Figure 4.13: Caméra PI-MAX ICCD. ................................................................................126 Figure 4.14 : Réponse spectrale de l’intensificateur du type Gen II [Pr-1]. .........................128 Figure 4.15: Réponse spectrale de l’intensificateur du type Gen III filmless [Pr-1].............128 Figure 4.16 : Système de la caméra ICCD avec un PTG [Pr-1]...........................................130 Figure 4.17: Monochromateur Jobin Yvon H25 .................................................................132 Figure 4.18 : Configuration du monochromateur Jobin Yvon H25 .....................................132 Figure 4.19: Schéma explicatif du fonctionnement interne du monochromateur .................133 Figure 4.20: Spectres de la lampe Hg HP pour deux valeurs différents des fentes : a= 0.5mm et 0.1mm ............................................................................................................................135 Figure 4.21: Spectre de la lampe crayon Hg(Ar) dans la littérature [Pe-1]. .........................136 Figure 4.22: Spectre de la lampe crayon Hg(Ar) obtenu à partir de l’expérience. ...............137 Figure 4.23: Spectromètre HR4000 avec les composants [Sp-1].........................................138 Figure 4.24: Schéma optique du HR4000...........................................................................138 Figure 4.25 : a) L’image de l’optomètre P 9710 [http://www.gigahertz-optik.de/?/102-1-2-11-p-9710-1.htm] ; b) Réponse spectrale du capteur. ............................................................139 Figure 4.26 : Filtre UV à 308nm et sa courbe de transmission............................................140 Figure 4.27: a) Photo d’une lentille convergente; b) Géométrie comportant une lentille convergente. ...................................................................................................................... 141 CHAPITRE 5 Figure 5.1 : Montage de mesure de l’éclairement énergétique émis par l’excilampe xénon/chlore. ..................................................................................................................... 147 Figure 5.2 : Respectivement puissances électriques consommées et rayonnées à 308nm en fonction de la fréquence de l’alimentation (a, c) et les mêmes grandeurs normalisées (b, d).149 Figure 5.3 : Respectivement puissances électriques consommées et rayonnées en fonction de la pression totale. Valeurs absolues (a, c) et normalisées (b, d)........................................... 151 Figure 5.4 : Courbe d’énergie potentielle de XeCl* [De-1] ................................................ 152 Figure 5.5 : Schéma de mesure des spectres. ..................................................................... 153 Figure 5.6: Spectres de l’excilampe xénon/chlore à une fréquence de 160kHz, taux du mélange de Xe: Cl2 = 1000:1 (colonne de droite) et 1000:4 (colonne de gauche) en fonction de la pression totale. ............................................................................................................... 156 Figure 5.7: Spectres de l’excilampe XeCl pour des pressions totale de 124mbar (93.2Torr) (colonne de gauche) et 197mbar (148.1Torr) (colonne de droite) et pour les trois taux du mélange différent: 1000:1, 1000:3, et 1000:4. .................................................................... 159 Figure 5.8 : Spectres de l’excilampe alimentée: fréquence de 50kHz, taux du mélange de 1000:1 (à gauche) et 1000:4 (à droite)................................................................................ 163 Figure 5.9 : Spectres de l’excilampe alimentée: fréquence de 65kHz, taux du mélange de 1000:1 (à gauche) et 1000:4 (à droite)................................................................................ 165 Figure 5.10 : Spectres de l’excilampe XeCl alimentée en courant avec des fréquences comprises entre 50kHz et 70kHz pour un taux du mélange de 1000:1, pression totale = 160mbar (120.3Torr) (à gauche) et 240mbar (180.45Torr) (à droite). ................................. 166 Figure 5.11: Spectres de l’excilampe XeCl alimenté en courant avec des fréquences comprises entre 50kHz et 70kHz pour un taux du mélange de 1000/4, pression totale = 200mbar (150.37Torr) (à gauche) et 240mbar (180.45Torr) (à droite). ............................... 167 Figure 5.12: Spectres de l’excilampe XeCl pour une pression totale de 140mbar (105.3Torr) et la fréquence à 50kHz et 65kHz..................................................................................... 168 Figure 5.13: Spectres de l’excilampe XeCl*pour une pression totale de 160mbar (120.3Torr) et fréquence à 50kHz et 65kHz. ......................................................................................... 169 Figure 5.14 : Photo du banc d’étude de la spectroscopie résolue en temps de la décharge d’une excilampe XeCl........................................................................................................ 170 Figure 5.15: Images de la bande à 308nm prises par la caméra rapide. ...............................172 Figure 5.16 : Corrélation entre les grandeurs électriques et l’intensité moyenne de la bande 308nm pendant deux périodes d’acquisition ; a) temps de charge = 1,2s ; b) temps de charge = 2s. .................................................................................................................................173 Figure 5.17: Corrélation de l’intensité de la bande 308nm aux différentes valeurs du temps de charge à 70kHz...................................................................................................................174 Figure 5.18 : Evolution temporelle de l’intensité de la bande 308nm à la fréquence de 60kHz et temps de charge = 1,2s .................................................................................................174 Figure 5.19: Image de la bande 308nm prise par la caméra à t= 18,67s, f = 160kHz.........175 Figure 5.20: Variation temporelle de la bande 308nm à 160kHz sur 4 périodes..................176 Figure 5.21 : Corrélation entre les pics maximaux de la bande 308nm ...............................176 Figure 5.22: Banc expérimental d’imagerie résolue en temps.............................................177 Figure 5.23: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence de 50kHz, temps de charge de 1,2s, pression totale du mélange = 206mbar (154.88Torr).......................................................................................................................179 Figure 5.24: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence à 70kHz, temps de charge à 1,2s, pression totale du mélange à 206mbar (154.88Torr).......................................................................................................................180 Figure 5.25: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence = 70kHz, pression totale du mélange = 164mbar (123.3Torr)....................181 Figure 5.26 : Courant de l’excilampe XeCl. L’intervalle en rose (à gauche) correspond à la séquence anodique interne ; celui en vert (à droite) à la séquence anodique externe. ...........182 Figure 5.27 : Courant de l’excilampe correspondant à un seul filament qui apparaît pendant la décharge. ............................................................................................................................183 Figure 5.28: Séquence d’images montrant la formation et la disparition d’un seul filament à un courant très faible d’environ 20mA, fréquence de 50kHz, pression totale du mélange 206mbar (154.88Torr). .......................................................................................................184 Figure 5.29: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence = 65kHz, pression totale du mélange = 206mbar (154.88Torr)..................186 Figure 5.30: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV fréquence = 140kHz, pression totale du mélange = 206mbar (154.88Torr).................187 Figure 5.31 : Tension appliquée aux électrodes (en vert) et courant (en rouge) qui traverse l’excilampe sous l’alimentation en tension, à fréquence de 65kHz, pression totale: 206mbar (154.88Torr). ..................................................................................................................... 188 Figure 5.32 : Tension appliquée (en vert) aux électrodes et courant (en rouge) qui traverse l’excilampe sous l’alimentation en tension, à fréquence de 140kHz, pression totale: 206mbar (154.88Torr) ...................................................................................................................... 188 Figure 5.33 : Schéma de mesure de l’évolution de l’éclairement énergétique à 308nm pendant un fonctionnement prolongé............................................................................................... 190 Figure 5.34 : Eclairement énergétique à 308nm de l’excilampe XeCl en fonction du temps de service ............................................................................................................................... 191 Figure 5.35: Corrélation des spectres entre deux excilampe XeCl à 164mbar (123.3Torr) pour un taux de mélange de 1000/4 après 1000h de fonctionnement (a, c, e) et un taux de mélange de 1000/1 (b, d, f) .............................................................................................................. 193 Figure 5.36 : Variation temporelle de la raie à 308nm de la lampe A35 ............................. 196 Figure 5.37 : Variation temporelle de la bande 308nm de la lampe A61 ............................ 196 Figure 5.38 : Variation temporelle de la bande 308nm de la lampe de référence................ 197 Figure 5.39 : Comparaison de l’évolution de la bande 308nm des trois lampes.................. 197 Figure 5.40 : Bandes à 308nm des trois lampes. ................................................................ 198 Figure 5.41 : Spectres des trois lampes obtenus par le spectromètre HR4000 .................... 199 Figure 5.42 : Premier continuum des trois lampes entre 320nm et 380nm.......................... 200 Figure 5.43 : Deuxième continuum des trois lampes entre 420nm et 580nm. ..................... 200 Figure 5.44 : Photoluminescence du verre de types II traité et non traité chimiquement [Sc-1] .......................................................................................................................................... 201 Figure 5.45 : Transmittance de différents types de verres du VUV à l’IR lointain.............. 202 Figure 5.46 : Spectres du mélange 1000:1 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes ............ 204 Figure 5.47 : Spectres du mélange 1000:1,5 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes ......... 204 Figure 5.48 : Spectres du mélange 1000:2 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes ............ 205 Figure 5.49 : Spectres du mélange 1000:2,5 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes ......... 205 Figure 5.50 : Spectres du mélange 1000:3 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes ............ 206 Figure 5.51: Spectres de l’excilampe passivée avec du xénon pur à 164mbar (123.3Torr) . 207 Figure 5.52: Spectres de l’excilampe non passivée avec du xénon pur à 164mbar (123.3Torr) .......................................................................................................................................... 207 TABLE DES TABLEAUX CHAPITRE 1 Tableau 1.1 : Ordre de grandeur des principales caractéristiques d’un filament [Ko-3][Me-4]. .............................................................................................................................................19 Tableau 1.2 : Caractéristiques d’une décharge luminescente dans l’Hélium [Ma-3]. ............21 Tableau 1.3 : Différents excimères et exciplexes [Di-1].......................................................24 CHAPITRE 2 Tableau 2.1 : Liste des réactions chimiques dans un mélange entre xénon et chlore. ............53 CHAPITRE 3 Tableau 3.1 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale à f = 50kHz, taux de chlore = 3% et V = 8kV. ...............................................84 Tableau 3.2 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de chlore à p = 180Torr, f = 50kHz et V = 8kV. ........................................................................86 Tableau 3.3 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la fréquence à p = 180Torr, taux de mélange = 3% et V = 8kV.................................................87 Tableau 3.4 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du rapport cyclique à f = 50kHz, p = 180Torr, taux de chlore = 3% et V = 8kV.....................................91 Tableau 3.5 : Puissances consommées électriques et rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du temps de monté de l’impulsion à f = 50kHz, p = 180Torr, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% et V = 8kV. .....................................................................................92 Tableau 3.6 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du temps de monté de l’impulsion à f = 50kHz, p = 180Torr, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% et V = 8kV....................................................................................................................93 Tableau 3.7 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale à f = 50kHz, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% et V = 8kV. .........96 Tableau 3.8 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de mélange à f = 50kHz, p = 180Torr, rapport cyclique = 20% et V = 8kV................................97 Tableau 3.9 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la féquence à pression totale = 180Torr, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% .............99 Tableau 3.10 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale à f =150kHz, taux de chlore = 3% et amplitude de courant = 15mA............ 102 Tableau 3.11 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de chlore, f =50kHz, pression totale = 180Torr, amplitude de courant =5mA.......................... 106 Tableau 3.12 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de l’amplitude de courant, f =50kHz, pression totale = 180Torr, taux de chlore = 3%............. 106 Tableau 3.13 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la fréquence, I = 5mA, pression totale = 180Torr, taux de chlore =3%. .................................. 107 Tableau 3.14 : Comparaison des efficacités de l’émission à 172nm, 308nm et 490nm en entre trois alimentations : tension sinuisoïdale, tension impulsionnelle et courant pulsé. ............. 109 CHAPITRE 4 Tableau 4.1 : Caractéristiques électriques d’une alimentation impulsionnelle commerciale fabriquée par la société Quantel Médical............................................................................ 120 Tableau 4.2 : Caractéristiques de la CDD de la caméra [Pr-1]. .......................................... 127 Tableau 4.3: Caractéristique de l’intensificateur de la caméra [Pr-1]. ................................ 127 Tableau 4.4 : Caractéristiques du PTG [Pr-2].................................................................... 131 Tableau 4.5: Spécification techniques du monochromateur H25 [Jo-1]. ............................ 134 Tableau 4.6 : Caractéristiques du spectromètre HR4000 [Sp-1]......................................... 138 Tableau 4.7: Caractéristiques du filtre UV à 308nm [Ba-1]. .............................................. 140 CHAPITRE 5 Tableau 5.1 : Différents exciplexes XeCl* et Xe2Cl* ......................................................... 152 Tableau 5.2: Paramètres des lampes vieillies..................................................................... 195 INTRODUCTION Les Ultraviolets (UV) trouvent de nos jours de nombreuses applications dans l’industrie (séchage des encres, traitements de surface, lithographie pour les semi-conducteurs etc.…) et ils sont généralement produits par des décharges dans des vapeurs de mercure. De nouvelles sources sont cependant en plein développement : il s’agit de sources, appelées excilampes, basées sur l’émission d’excimères ou d’exciplexes excitées par une décharge à barrière diélectrique. Plus efficace que les sources à mercure, elles permettent une émission très localisée dans le spectre, centrée autour d’une longueur d’onde dépendant du gaz (ou du mélange de gaz) dans lequel se produit la décharge. L’objet de cette thèse est d’étudier une décharge barrière diélectrique établie dans un mélange de gaz rare et d’halogène. Les réalisations expérimentales concernent des excilampes xénon/chlore, utilisées pour la génération de rayons ultraviolets à une longueur d’onde centrée à 308nm. Ce travail a été réalisé au sein du groupe Lumière et Matériel du laboratoire Laplace, Université Paul Sabatier, Toulouse 3. Dans le premier chapitre de thèse, nous allons faire une introduction aux généralités sur les décharges à barrières diélectriques et sur les mécanismes de formation des excimères et des exciplexes dans un mélange entre un gaz rare et un halogène. Nous illustrons aussi son intérêt et ses multiples applications ainsi que les différents types d’alimentation, de géométries utilisés dans ce type de décharge. Au deuxième chapitre, nous développons un modèle physique destiné à une excilampe pour un mélange entre xénon et chlore. Le système d’équation du modèle sera formé en utilisant l’approximation du champ local. Les interactions entre plasma/surface ainsi que les conditions aux limites pour chaque espèce considérée seront aussi mises en évidence pendant la modélisation. Nous présentons ensuite, au chapitre 3, l’influence des trois différents modes d’alimentation sur la production d’UV par une excilampe XeCl. Les influences des paramètres électriques, le taux du mélange entre xénon et chlore ainsi que la pression totale du mélange seront 1 concrètement étudiées pour chaque alimentation. Une validation du modèle, ayant été effectuée avec les résultats existant dans la bibliographie, sera présentée. Le chapitre 4 présente l’ensemble des dispositifs expérimentaux utilisés dans le cadre de ce travail, tels que le système de pompage/remplissage en gaz, les alimentations, le matériel de diagnostic. Pour finir, afin d’évaluer les performances des alimentations mises au point vis-à-vis de la finalité du procédé (la génération du rayonnement d’UV par une excilampe du XeCl), nous présenterons la séquence des mesures expérimentales telles que l’éclairement énergétique à 308nm, la mesure des spectres émises par l’excilampe xénon/chlore, la spectroscopie et l’imagerie résolue en temps de la décharge seront discutée. En plus, le vieillissement de la source d’UV émis par l’excilampe xénon/chlore ainsi que l’interaction du chlore avec les parois diélectriques en silice serait aussi analysé. 2 CHAPITRE 1 Généralités sur les décharges à barrières diélectriques et sur la formation des excimères et des exciplexes Depuis les années 1980, une nouvelle génération de lampes à décharge a vu le jour. Ces lampes sont capables de produire un flux ultraviolet élevé avec une bonne efficacité et une faible largeur spectrale. Ces lampes exploitent le rayonnement en provenance d’émetteurs moléculaires instables (les excimères et les exciplexes) qui se forment dans une décharge à barrière diélectrique à pression atmosphérique et hors d’équilibre. La décharge à barrière diélectrique ou « décharge silencieuse » est connue depuis plus d’un siècle, la première étude expérimentale a été rapportée par Siemens en 1857. Elle concernait la production d’ozone destinée au traitement de l’eau [Ki-1]. Dans ce premier chapitre, nous nous proposons d’introduire le lecteur aux généralités sur les décharges à barrières diélectriques et à leurs diverses applications (actuelles et futures) dans le monde de l’industrie et dans la vie quotidienne. Ce type de décharge est largement utilisé pour la production du rayonnement utilisable dans différents domaine. L’ensemble des propriétés de l’émission des excimères (ou exciplexes) produits dans une décharge à barrière diélectrique, font de l’excilampe DBD une source d’UV potentiellement efficace, spectralement pure et adaptée en longueur d’onde à presque toutes les apllications UV. Ces sources de rayonnement Ultra-Violet (UV) sont utilisées ainsi dans les domaines industriel et médical, pour l’éclairage, etc. En effet, la DBD offre une souplesse extraordinaire puisqu’il est possible de contrôler précisément la pression du gaz, ou du mélange du gaz, de remplissage, sa géométrie et son alimentation. Dans ce chapitre, nous commençons par une brève présentation des configurations de la géométrie couramment utilisée dans les décharges à barrière diélectrique (DBD) actuelles, puis nous mettrons l’accent sur les différents mécanismes de décharge dans un gaz sous l’influence d’un champ électrique. Les différences fondamentales entre la décharge à basse 3 pression et haute pression seront mises en évidence dans cette section. Ensuite, nous expliquons les mécanismes de la formation des molécules d’excimères et d’exciplexes dans un gaz rare et un mélange gaz rare/halogène. Ces molécules jouent en rôle essentiel sur la production d’UV d’une lampe à DBD. Nous terminons le chapitre par une présentation des alimentations existantes jusqu’à aujourd’hui pour les lampes à DBD. 1.1 La structure des décharges à barrière diélectrique Les géométries couramment utilisées pour les DBD, sont présentées sur la figure 1.1. Il s’agit essentiellement des configurations planaires et coaxiales. La géométrie coaxiale est souvent utilisée: la décharge s’établit entre deux tubes en silice soudés aux deux extrémités, délimitant ainsi un volume fermé dans lequel est introduit un gaz ou un mélange de gaz. Une électrode est glissée dans le tube interne, selon les besoins, elle peut être en contact avec la surface interne du tube ou bien pleine et placée dans l’axe du tube afin de laisser passer un fluide de refroidissement entre l’électrode et le tube interne. L’électrode externe est constituée le plus souvent d’une grille suffisamment fine pour laisser s’échapper le rayonnement et assurer l’uniformité du potentiel. Cette dernière est en général reliée à la terre pour des raisons de sécurité et de compatibilité électromagnétique (cage de Faraday). Les photos de la figure 1.2 montrent deux DBDs fabriquées au LAPLACE en fonctionnement: la première utilise la géométrie plane à double barrière et la deuxième, la géométrie coaxiale. 4 Générateur de haute tension alternative Electrode Diélectrique Espace de décharge H.T. Electrode Géométrie plane à simple barrière Géométrie plane à double barrière Géométrie plane à barrière centrale Décharge H.T. Générateur de haute tension alternative Géométrie coplanaire (typique des écrans plasma) Volume de décharge UV Grille de masse H.T. UV Fluide de refroidissement Electrode interne Tube interne Tube externe Géométrie coaxiale Figure 1.1: Géométries couramment utilisées pour les DBD [Bh-1]. 5 Figure 1.2: Photos de décharge d’une DBD plane à double barrière à gauche et d’une coaxiale à droite [Bh-1]. 1.2 Principe de fonctionnement d’une décharge à barrière diélectrique Lorsqu’un gaz est soumis à un champ électrique dépassant une valeur limite, ses atomes (ou molécules) peuvent s’ioniser et des charges électriques libres apparaissent dans le volume du gaz. Le gaz devient ainsi conducteur et un courant électrique colinéaire au champ le traverse. Une décharge électrique s’établit dans le tube. La nature des mécanismes impliqués dans le développement et le maintien éventuel de la décharge dépend fondamentalement de la pression du gaz dans lequel elle se produit, ou mieux, du produit entre la pression et la distance inter-électrodes. Nous allons maintenant décrire les phénomènes physiques présents dans la décharge et ceci pour le cas des faibles et celui des fortes valeurs de la pression (pour cette discussion préliminaire nous considérons ainsi une distance inter-électrode identique pour les deux cas). 1.2.1 La décharge continue basse pression Dans le cas des faibles pressions, les mécanismes de la décharge ont fait l’objet de nombreuses études et le lecteur pourra se référer à [Po-1][Fa-2] pour plus de détails, ici nous 6 nous limiterons seulement à quelques rappels. Le travail réalisé par Townsend constitue la base de la compréhension des mécanismes mis en jeu dans une décharge électrique et c’est grâce à lui qu’ont été mis en évidence des régimes de fonctionnement distincts. L’étude de cette décharge est basée sur un dispositif expérimental général1 présenté sur la figure 1.3, qui comporte deux électrodes dans une enveloppe de verre remplie d’un gaz à une pression de l’ordre de la centaine de Pascals. En contrôlant le courant (à l’aide des différents dispositifs expérimentaux, par exemple, une source de tension en série avec une résistance variable), il a été possible de décrire la caractéristique courant-tension d’un plasma de décharge et de déterminer ses différents régimes de fonctionnement. Enveloppe de verre Allure de la caractéristique tension/courant d'un plasma de décharge Anode Cathode 1000 Décharges non-autonomes Décharges autonomes Décharge luminescente anormale Tension (V) V R Résistance variable Générateur de tension continue Ionisation par rayons cosmiques Décharge sombre de Townsend 500 Décharge luminescente normale éclairement croissant de la cathode 0 -20 10 -15 10 -10 10 Courant (A) -5 10 Arc 0 10 Figure 1.3 : a) Dispositif expérimental de Townsend ; b) Caractéristique tension/courant d’un plasma de décharge. Le premier régime, c’est un régime de décharge-non autonome. Il s’agit d’un régime où, une fois les électrodes polarisées, le passage du courant ne se fait que s’il existe une source extérieure d’ionisation2. Cette source produit des charges dans le volume du gaz ou à la surface des électrodes, qui sont accélérées dans le champ électrique, provoquant d’autres ionisations par collision dans le volume du gaz (d’où l’augmentation exponentielle du courant 1 Il s’agit d’un dispositif qui sert à comprendre le principe de l’expérience, en réalité pour balayer une large gamme de courant allant du A au kA plusieurs dispositifs dédiés sont nécessaires. 2 Par défaut, cette source d’ionisation consiste en des rayonnements ionisants naturellement présents dans notre environnement (rayons cosmiques, radioactivité naturelle, etc.) mais ceci n’exclut pas l’utilisation d’une source artificielle dont les photons (souvent du domaine de l’ultra-violet) par exemple sont suffisamment énergétiques pour extraire des électrons de la cathode. 7 en fonction de la tension. Par conséquent, l’arrêt de la source d’ionisation externe provoque l’arrêt du courant. Le second régime appelé « Décharges autonomes » est atteint dès que les ions issus des collisions en volume ont suffisamment d’énergie pour extraire des électrons secondaires de la cathode par bombardement ionique. Ce mécanisme peut alors complètement se substituer à la source d’ionisation externe et, les ions étant eux-mêmes produits dans la décharge, cette dernière est alors appelée autonome puisqu’elle s’auto entretient. Ce premier régime autonome est appelé «Décharge de Townsend ». Il est caractérisé par une tension constante quelque soit la valeur du courant dans une gamme donnée. Ceci est dû au fait que la production d’électrons secondaires à la cathode par impact ionique est très dépendante de l’énergie des ions. Plus ces derniers sont énergétiques plus le nombre d’électrons extraits sera important : ceci entraîne donc une augmentation du nombre d’ionisations et donc du nombre d’ions qui vont à leur tour extraire de nouveaux électrons à la cathode. Le courant peut ainsi augmenter sans changement notable de la tension. En régime de décharge de Townsend le phénomène de l’établissement de la décharge peut être décomposé en trois phases: Phase 1: Un électron primaire situé près de la cathode provoque une avalanche électronique primaire (figure 1.4.a). Phase 2 : Les électrons sont absorbés par l’anode tandis que les ions positifs bombardent la cathode avec leur énergie cinétique pour extraire des électrons secondaires (figure 1.4.b). Phase 3 : Les électrons (secondaires) émis de la cathode par bombardement créent de nouvelles avalanches secondaires et provoquent le claquage du gaz. Ce régime se situe entre 10 -8 et 10-6 A et comme la densité atomique est faible, la décharge est donc peu lumineuse. La luminosité est à peu près uniforme dans toute l’espace compris entre les électrodes. 8 E Ion+ Ec + E + + + - électron II + Petite charge d’espace Anode Cathode Cathode a) b) Figure 1.4: Régime de décharge de Townsend. Des courants plus importants conduisent à des taux d’ionisation en volume plus élevés et donc à une grande conductivité du plasma. Un champ de charge d’espace apparaît et modifie significativement le champ électrique engendré par la différence de potentiel appliquée aux électrodes. Ce nouveau régime de fonctionnement est appelé décharge luminescente. Il est caractérisé par une tension aux électrodes inférieure à celle du régime précédent puisque cette dernière se retrouve quasi-intégralement dans une zone proche de la cathode : elle engendre ainsi un champ électrique suffisant pour accélérer les ions et assure donc le maintien de la densité de courant. Le courant total dépend alors de la surface de cathode couverte par la décharge, ce qui donne lieu à une zone plate de la caractéristique tension/courant tant que la surface de la cathode est suffisante. Au –delà une augmentation du courant provoquera une augmentation rapide de la tension. Nous sommes dans la zone dite de décharge luminescente « anormale ». Enfin, l’échauffement de la cathode par bombardement ionique entraîne l’apparition de nouveaux mécanismes d’émission électronique à la cathode, et parmi eux l’émission thermoionique. Ces mécanismes nécessitent moins d’énergie de la part des ions pour entretenir l’émission électronique et ce régime de fonctionnement est donc caractérisé par une tension de fonctionnement particulièrement faible ; nous entrons dans le régime d’arc. En synthèse, on peut donc faire ressortir deux types majeurs de décharge à basse pression : l’un non autonome est essentiellement basé sur des mécanismes d’ionisation en volume, l’autre, autonome, compense les électrons perdus à l’anode par une émission à la cathode et il 9 peut alors être classifié en plusieurs sous ensembles (selon le mécanisme d’émission cathodique) appelés régime Townsend, luminescent (normale ou anormale) ou d’arc. 1.2.2 Particularités des décharges hors équilibre à pressions élevées Les mécanismes mentionnés précédemment sont très généraux et s’appliquent globalement à l’étude des décharges hors équilibres. Cependant, ces dernières ont certaines propriétés spécifiques qui mettent en défaut la théorie de Townsend surtout à pression élevée. Il est donc important de mentionner les spécificités de la décharge hors équilibre à pression élevée qui sont primordiales pour le fonctionnement des DBDs. Dans une décharge hors d’équilibre à pression élevée, quatre faits expérimentaux contredisent les prédictions de la théorie de Townsend : Le premier concerne la structure spatiale de la décharge, qui n’est plus homogène comme dans le cas des décharges à basse pression. La décharge présente une structure filamentaire plus ou moins diffuse, ou plus ou moins ramifié (figure 1.5). Ces filaments ne sont pas stationnaires et leur durée de vie est de l’ordre de la centaine de nanosecondes. Structure filamentaire d'une DBD sous Structure inhomogène d'une DBD soumise à alimentation sinusoïdale une impulsion de tension (temps d'acquisition: 50ns) Figure 1.5 : Structures inhomogènes dans des DBD axisymétriques [Bh-1]. 10 Le second fait observé est qu’au-delà de valeurs3 allant de 50 et 300 Torr.cm la tension disruptive ne dépend plus du matériau utilisé pour les électrodes. Le troisième phénomène est lié à l’observation de décharges intermittentes (pulses de courant) même pour des tensions relativement basses et des produits pressiondistance importants, c’est l’effet couronne. Enfin, la quatrième observation correspond à la durée des impulsions de courant des décharges obtenues à pression atmosphérique. Celles-ci sont en effet jusqu’à 100 fois plus faibles que celles qu’on obtiendrait par la théorie de Townsend 4 où la durée des impulsions de courant devrait être du même ordre de grandeur que le temps caractéristique de dérive des ions entre anode et cathode. Les travaux expérimentaux développés depuis 1930 ont mis en évidence trois mécanismes essentiels à l’interprétation de ces quatre faits expérimentaux : Les avalanches. Les décharges par avalanches successives. Les ondes d’ionisation (ou « Streamer »). 1.2.2.1 Les avalanches Ce phénomène avait déjà été mis en évidence dans les décharges à basse pression par Townsend. Il s’agit du phénomène couplé de dérive d’un électron germe et de sa multiplication dans un champ électrique. La multiplication a lieu grâce à l’ionisation par impact d’électrons et à la diffusion radiale du nuage électronique en cours de formation. La croissance de l’avalanche est limitée par les réactions d’attachement ou de recombinaison dans le gaz. Raether [Ra-1] a repris l’étude expérimentable des avalanches en utilisant des chambres de Wilson. Il a montré que celles-ci pouvaient également se développer sous des pressions importantes. Il a validé, grâce à des visualisations en chambre de Wilson similaires à celles présentées figure 1.6, les expressions théoriques proposées par Townsend qui prévoient les formes de ces avalanches lors de leur développement. 3 Selon le gaz considéré 4 Dans le cas de la décharge de Townsend la durée des impulsions de courant devrait être du même ordre de grandeur que le temps caractéristique de dérive des ions entre anode et cathode 11 Figure 1.6 : Photographie en chambre de Wilson d’une avalanche électronique [Ra-1]. Au cours de son développement une avalanche est caractérisée par sa taille géométrique, i.e. son diamètre en tête d’avalanche, et le nombre d’ions qu’elle contient. Ces deux paramètres sont en fait couplés et ne dépendent pour un gaz donné que du temps écoulé depuis la naissance de l’électron germe à l’origine de l’avalanche et du champ électrique réduit5. D’un point de vue paramétrique, les effets de la nature du gaz et du champ réduit sur l’évolution de l’avalanche s’exercent à travers la vitesse de dérive et le coefficient de diffusion des électrons ainsi que les coefficients d’ionisation et d’attachement du gaz. La durée de vie de l’avalanche est en particulier conditionnée par les valeurs relatives des coefficients d’attachement et d’ionisation, qui dépendent fortement du champ électrique réduit. On constate, qu’un champ électrique plus fort a tendance à favoriser la cinétique d’ionisation par rapport à la cinétique d’attachement. Les avalanches auront donc tendance à se développer de manière plus importante à fort champ. Quel que soit le mécanisme de claquage à l’origine de la formation d’une décharge sous haute pression, c’est presque toujours l’initiation et le développement d’une avalanche qui constituent l’étape première du mécanisme. Pourtant, l’avalance n’est pas un plasma en ce sens qu’il n’y a pas neutralité. 5 On appelle champ électrique réduit la grandeur E/N où E est le champ électrique et N est la densité totale du gaz. Le champ électrique réduit s’exprime en Townsend (Td), avec 1Td = 1.10-17V.cm2. 12 1.2.2.2 Décharges par avalanches successives Le premier mécanisme qui a été avancé pour expliquer les déviations par rapport à la théorie de Townsend stipule que le claquage à haute pression peut avoir lieu grâce à l’établissement d’un champ électrique intense provenant d’une charge d’espace importante. Ce champ de charge d’espace se construit à l’issue du passage de plusieurs avalanches successives. Ce mécanisme exploite implicitement la grande différence de mobilité entre électrons et ions. En effet, pendant le développent d’avalanches, les ions produits restent quasiment immobiles dans l’espace inter-électrodes, alors que les électrons dérivent rapidement jusqu’à l’anode où ils sont absorbés. Notons que ce mécanisme d’avalanches successives ne peut s’appliquer que dans les cas où un champ Laplacien relativement important règne dans tout l’espace inter – électrodes. De fait, Raether a clairement mis en évidence l’apparition de ce type de mécanisme dans des décharges capacitives à électrodes planes. La figure 1.7 provenant de ses travaux montre par exemple comment le courant récolté à la cathode varie avant le claquage. Ce courant augmente par des impulsions successives correspondant au passage des avalanches. Quand la charge d’espace atteint la valeur critique, l’augmentation devient quasiexponentielle et le claquage se produit. Ceci est particulièrement vrai dans le cas des systèmes d’électrodes asymétriques (décharge couronne) pour lesquelles le champ électrique est concentré autour de l’électrode de petite dimension. Ainsi, la région de l’espace où pourrait se construire cette charge d’espace est relativement limitée par rapport à l’espace inter-électrodes. Ce scénario ne peut pas expliquer toutes les situations observées. Ainsi, le claquage a souvent lieu, même dans le cas des décharges capacitives symétriques comme celle de Raether, en des temps très courts. Ces temps sont beaucoup plus courts que ceux nécessaires au passage de la centaine d’avalanches qui permet de construire une charge d’espace appréciable. Seule un phénomène de propagation d’onde d’ionisation (ou streamer) pourrait expliquer ces déviations. 13 Charge d’espace (u.a) Charge d’espace (u.a) Position (mm) Position (mm) Charge d’espace (u.a) Position (mm) Figure 1.7 : Variation du courant récolté à l’anode dans la phase précédant le claquage dans une décharge symétrique, d’après Raether [Ra-2]. Selon les cas, la charge d’espace peut a) soit revenir à zéro, b) soit se stabiliser à une valeur finie, c) soit encore augmenter exponentiellement pour donner lieu à un passage à l’arc [Ra2]. 1.2.2.3 Propagation d’une onde d’ionisation Les nombreuses expériences sur les décharges planes et couronnes proposées par Raether et Loeb [Ra-2] ont mis en évidence le développement, avant l’apparition de l’étincelle caractéristique du claquage d’impulsions, de courant ayant des durées largement inférieures au temps caractéristique de dérive des électrons et des ions. Ces impulsions de courant durent en général moins d’une centaine de nanosecondes, elles ont des intensités de l’ordre de quelques dizaines à quelques centaines de milliampères, et elles sont accompagnées d’une émission lumineuse moins intense que celle caractérisant les étincelles. Cette émission dessine un canal ayant un rayon de l’ordre d’une centaine de microns qu’on appelle micro-décharge. Les visualisations en chambre de Wilson [Ra-1], puis l’utilisation de caméras à balayage de fente (Streak en anglais) par la suite, ont en outre montré que ces canaux se propagent parfois de l’anode vers la cathode, dans le sens contraire de la dérive des électrons, à des vitesses de l’ordre de 107-108cm.s-1. Ces valeurs dépassent de trois ordres de grandeur la vitesse de dérive des ions et d’un ordre de grandeur la vitesse de dérive des électrons. 14 Dans le cas de décharges couronnes fortement asymétriques, ces phénomènes lumineux ont généralement été observés dans des zones où le champ Laplacien est quasi-nul. La présence de ces impulsions indique le développement d’un phénomène permettant d’entretenir une ionisation importante même en absence de champ électrique significatif. Cette ionisation ne peut donc être entretenue que par un champ de charge d’espace. Le problème qui se pose dès lors concerne la source de la charge d’espace. La réponse à cette question est encore une fois amenée par les expérimentateurs. Ces derniers ont en effet clairement montré que la production d’une micro-décharge était toujours précédée par la formation et le développement d’une avalanche. Dans le cas d’électrodes fortement asymétriques, ces phénomènes d’avalanche ont lieu au voisinage de l’électrode à forte courbure où le champ électrique est significatif. A partir de ces observations, il a été possible de proposer un autre mécanisme de claquage dans les décharges à haute pression. Le scénario stipule que le claquage commence d’abord par la formation d’une avalanche. La différence de mobilité entre électrons et les ions va induire une charge d’espace qui grandit au fur et à mesure du développement de l’avalanche. Lorsque le nombre d’électrons devient de l’ordre de 10 14 à 1015m-3, le champ positif de charge d’espace associé devient plus important que le champ Laplacien et gouverne alors la dynamique de la décharge [Lo-1]. On obtient une onde d’ionisation qui se propage sous l’effet de son propre champ de charge d’espace. C’est cette onde d’ionisation qu’on appelle « streamer ». Comme la propagation du streamer ne dépend que de son propre champ de charge d’espace, elle peut à priori avoir lieu en direction de la cathode ou en direction de l’anode. Nous parlerons donc de deux types de streamer : les streamers anodiques et cathodiques. La propagation de streamers se matérialise donc par un micro-canal de décharge ayant un diamètre de l’ordre de la centaine de microns dans lequel la densité d’électrons et d’ions est de l’ordre de 10 20 m-3 [Lo-1][Ra-1]. L’onde d’ionisation se localise dans une région située en tête de la micro-décharge, elle est caractérisée par un champ de charge d’espace positif très intense, comme le montre sur la figure 1.8. On désigne souvent, par abus de langage, par streamer ou décharge de streamer l’ensemble micro-décharge et zone de charge d’espace où a lieu l’ionisation. 15 Streamer anodique + ++- -- -- -- Anode - + - +- + + - - + - + + - + - ++ + - - + - ++-- - + ++- -- + + + ++ + + - -+ -- Cathode + -- - + - + Streamer cathodique + Avalanches entretenant la propagation du streamer cathodique Avalanches entretenant la propagation du streamer anodique Figure 1.8 : Développement d’une micro-décharge – progression des streamers positifs et négatifs. Ainsi, à fort produit pression-distance, le plasma est généralement constitué de microdécharges qui n’ionisent pas uniformément le volume du gaz et qui durent très peu de temps. A l’origine de chaque micro-décharge, un électron, qui crée une avalanche électronique suffisante pour que les ions forment une charge d’espace qui localise le champ électrique, induisant un streamer anodique dont la propagation est liée aux électrons et un streamer cathodique dont le développement est liée aux photons émis par la micro décharge. Ces photons créent des électrons par photo ionisation ou photoémission dans la zone de champ fort entre la zone de charge d’espace (tête du streamer) et la cathode. Ces électrons font à leur tour des avalanches dites secondaires dont les électrons neutralisent la charge d’espace positive due à l’avalanche primaire et laissent derrière eux une nouvelle charge d’espace positive plus près de la cathode. Lorsque le streamer atteint la cathode, les électrodes se retrouvent en contact électrostatique à travers la micro-décharge générée par le streamer et située derrière celui-ci. Comme le corps de la micro-décharge est ambipolaire, l’essentiel de la variation de potentiel entre la cathode et l’anode se situe dans une zone de dimension réduite au point de contact entre la micro-décharge et la cathode. Le champ électrique à cet endroit devient très intense et induit une ionisation très importante suivie de l’extraction d’un flux d’électrons important de la cathode. Ce flux d’électrons est à l’origine d’une nouvelle onde d’ionisation qui se propage de la cathode vers l’anode afin d’équilibrer le potentiel entre les deux électrodes. Cette onde 16 souvent désignée par le terme anglais « Return stroke » transforme la micro décharge en une décharge luminescente transitoire anormale et si le champ électrique se maintient aux bornes de la micro-décharge, le passage à l’arc se produit rapidement (on parle d’étincelle). Une décharge d’arc à haute pression conduit rapidement à sa thermalisation. Il sera abordé dans les paragraphes suivants, l’intérêt d’éviter un tel régime pour favoriser la production d’UV et il est donc nécessaire pour les applications ciblées par mon travail, d’interrompre la décharge avant qu’elle effectue sa transition vers l’arc. Ceci peut se faire via le mode d’alimentation, en appliquant par exemple des impulsions de tension d’une durée inférieure au temps caractéristique de passage à l’arc de la micro-décharge, ou bien en déposant un diélectrique solide entre les électrodes afin de provoquer une chute locale du champ électrique, là où se produit la micro-décharge. Il s’agit dans ce dernier cas d’une décharge à barrière diélectrique comme celle que nous allons étudier dans la suite de cette thèse. 1.3 Les différents régimes des décharges dans les DBDs Les paragraphes précédents nous ont montré les différences de mécanisme de décharge dans un plasma à basse pression et à haute pression. Cette dernière est beaucoup plus complexe et, comme nous l’avons dit, le développement de la décharge passe par plusieurs phases. Pour les décharges à haute pression, le mécanisme de claquage détermine le type de décharges : soit filamentaire soit luminescente. Selon de nombreuses études déjà réalisées, il est admis que le produit pression - distance inter-électrodes joue un rôle déterminant dans le développement de ces décharges [El-1][Ha-2]. A pression atmosphérique ou plus, les filaments, comme ceux de la figure 1.9.a ont des diamètres de quelques dixièmes de millimètre et des durées de vie de l’ordre des centaines de nanosecondes [El-1]. Ces paramètres dépendent, entre autres, de la pression, de la distance inter-électrodes, de la nature du gaz utilisé et du mélange du gaz. L’échange d’énergie entre les particules lourdes (atomes ou molécules) et les électrons est alors très efficace et d’après Eliasson [El-1] il n’est pas inhabituel de transformer 90% ou plus d’énergie cinétique en énergie « stockée » dans les espèces excitées. Les pertes par collision élastique sont très faibles, et donc très peu d’énergie est perdue sous forme de chaleur. 17 Figure 1.9 : Photographies de décharge filamentaire obtenues par caméra rapide [Ma-2][Me4] ; a) aspect filamentaire, b) homogène. A des pressions inférieures, le diamètre ainsi que le nombre des filaments augmentent. L’aspect de la décharge devient plus diffus, et, si la pression diminue encore, une décharge luminescente uniforme peut être obtenue. Cependant, sous certaines conditions particulières, des décharges luminescentes ou des décharges homogènes peuvent être réalisées même à forte pression (cf figure 1.9.b). Elles sont principalement utilisées pour certaines applications, par exemple, pour les traitements de surface car elles permettent des traitements uniformes et de meilleure qualité que les décharges filamentaires. Toutefois, ces décharges homogènes ne sont pas aussi stables que les décharges filamentaires et ne sont pas faciles à obtenir dans tous les gaz ou mélanges de gaz d’intérêt industriel. Dans les paragraphes suivants nous nous contenterons de rappeler seulement les principaux mécanismes et les conditions de fonctionnement qui conduisent à des décharges soit filamentaires soit luminescentes. 1.3.1 Décharge filamentaire Comme mentionné dans les sections précédentes, le mécanisme du développement de décharge dépend principalement du produit pression–distance (p.d) inter-électrodes. Pour des valeurs de l’ordre de quelques Torr.cm, un claquage de Townsend est obtenu ; par contre, pour des valeurs de p.d supérieures à quelques dizaines Torr.cm, le claquage normalement observé est de type « filamentaire » (aussi appelé streamer » [Ra-2]. La théorie du streamer a été développée en 1939 à la fois par Raether [Ra-1] et par Meek et Loeb [Me-1] et permet d’expliquer le développement des filaments. Ce phénomène a été explicité dans les paragraphes précédents. Plusieurs auteurs [El-1][Ko-2][Ha-2] et surtout des récents travaux de 18 modélisation d’une DBD filamentaire dans l’azote [Ce-1] ont montré clairement que la décharge filamentaire débute du côté de la cathode. Les caractéristiques typiques d’un filament (dans l’azote, l’air ou l’oxygène) sont résumées dans le tableau 1.1. Durée (ns) 1-10 Vitesse de propagation (m.s-1) 10 6 Rayon d’un filament (mm) 0.1 Densité de courant (A.m-2) 105 -107 Densité électronique (m-3) 1020-1021 Energie électronique moyenne (eV) 1-10 Tableau 1.1 : Ordre de grandeur des principales caractéristiques d’un filament [Ko-3][Me-4]. En ce qui concerne le dispositif utilisé pour cette étude, la distance inter-électrodes est de 2mm [Me-4] et la pression du travail proche de la pression atmosphérique. Ainsi le produit p.d est de l’ordre de quelques dizaines de Torr.cm et le mécanisme de claquage du gaz le plus probable est de type streamer. 1.3.2 Décharge luminescente ou diffuse Dans certaines configurations, il est possible d’obtenir une décharge homogène recouvrant l’intégralité de la surface des électrodes à pression atmosphérique sans se trouver en régime d’arc. Kogama Masuhiro et Al [Ko-1] en 1993 ont émis une série de recommandations empiriques pour obtenir une décharge homogène hors d’équilibre à pression atmosphérique : Choisir une distance inter-électrodes et des matériaux appropriés (électrodes et diélectriques). Maîtriser la composition gazeuse et le taux d’impuretés. Contrôler l’alimentation de la décharge : fréquence approprié de l’ordre de quelques kHz, haute tension de l’ordre de quelques kV et accord d’impédance. Deux familles de décharges dites homogènes sont alors distinguées : les décharges par couplage de streamers sur la figure 1.10.a et les décharges luminescentes de « type 19 Townsend » sur la figure 1.10.b. Même si elles ont une homogénéité spatiale semblable, les mécanismes physiques responsables de leur établissement et entretien sont différents. Les premières se rapprochent de la décharge filamentaire, alors que les secondes sont voisines des décharges luminescentes à basse pression [Ma-2]. a) Couplage de streamers b) Luminescente de type de Townsend Figure 1.10 : Photographies par caméra rapide de décharges de nature différente ayant cependant toutes les deux un aspect homogène [Ma-2]. Les décharges par couplage de streamer sont constituées de nombreuses micro-décharges réparties aléatoirement sur la surface des électrodes. Chaque micro-décharge suit le principe de formation d’un streamer développé dans le paragraphe précédent. Si la quantité d’électrons germes (initialement présent) est élevée, plusieurs filaments prennent naissance. A cause du nombre important de ces filaments et de leur proximité, les avalanches peuvent se chevaucher et l’ensemble peut être considéré comme une avalanche initiale de plus grand rayon [Pa-1]. Dans une décharge à barrières diélectriques fonctionnant à la pression atmosphérique, on peut avoir des décharges de Townsend et des décharges luminescentes ayant les mêmes caractéristiques V (I) et la même répartition de champ électrique que les décharges basses pressions. Mais, à une telle pression, les densités de particules chargées et excitées sont forcement beaucoup plus importantes (d’un facteur 1000 par rapport à une vraie décharge luminescente). Les particules lourdes (comme les métastables par exemple) qui ne jouent qu’un rôle secondaire à basse pression tiennent ici un rôle majeur [Ma-6]. Comme pour la décharge filamentaire, pour donner un ordre d’idée, nous avons reporté, dans le tableau 1.2, les caractéristiques principales d’une décharge luminescente à pression atmosphérique : 20 Durée du pic de courant 5s Dimension Toute l’électrode Densité d’électrons à l’amorçage 10 6cm-3 Densité de courant 10mA.cm-2 Densité de courant maximale 3.1011cm-3 Tableau 1.2 : Caractéristiques d’une décharge luminescente dans l’Hélium [Ma-3]. 1.4 La formation des excimères et des exciplexes Généralement, la production du rayonnement ultra-violet d’une lampe à DBD repose sur l’émission de photons par des molécules instables connus sous le nom d’excimères ou d’exciplexes. La nature des excimères et des exciplexes sera détaillée dans le chapitre suivant mais on peut d’ores et déjà relier le taux de production de ces espèces à l’efficacité de la source. Les DBD possèdent des propriétés particulièrement favorables en la matière. 1.4.1 Excimères Les excimères (contraction de « Excited » et « Dimer ») sont des états faiblement liés de molécules excitées. On peut ainsi citer les excimères de gaz rare (He *2, Ne*2, Ar*2, Kr*2 et Xe*2). L’émission d’UV de ces molécules est due à une transition entre un état excité et un état fondamental répulsif [El-1]. Par conséquent, en relaxant, les molécules excitées se dissocient généralement car leur existence à l’état fondamental dans les conditions normales de température et de pression est peu probable voire impossible. Ainsi, le rayonnement issu de la relaxation n’est quasiment pas réabsorbé et ne donne lieu à aucun emprisonnement. Si nous prenons le cas du xénon, les réactions chimiques présentées au dessous, sont celles qui vont créer l’excimère et ensuite émettre un rayonnement dans l’UV : Xe + e Xe* (Xe**) + e Xe* (Xe**) + 2Xe Xe2* + Xe Xe2* Xe + Xe + photon (172nm) Dans le cas du xénon, le processus de formation des excimères et l’émission du photon UV associé se résument en 3 étapes successives: 21 Tout d’abord, un électron énergétique généré par le courant de décharge, se déplace et entre en collision avec un atome de xénon dans le volume de gaz, produisant un xénon excité à l’état métastable ou à l’état résonant; ces états possèdent une énergie supérieure à celles de l’état fondamental. Ensuite, il y a une association entre les Xe* ou Xe** et deux atomes du xénon dans le volume, qui génère l’excimère « Xe*2 ». Ces espèces excitées ont une énergie plus grande que la somme de celles de deux atomes de Xe initiaux. Finalement, l’excimère Xe *2 subit une transition spontanée de l’état excité à l’état fondamental, émettant le surplus d’énergie (environ 7.2eV) sous forme de photon. Le calcul de la longueur d’onde de ce rayonnement est réalisé selon la formule suivante, où h est la constant de Plank et c est la vitesse de la lumière. h.c (6,63x10 34 ).(3x108 ) 172nm Energie (7,2).(1,602x10 19 ) 1.4.2 Exciplexes L’exciplexe est une molécule excitée instable, constituée par deux atomes différents, par exemple, un atome de gaz rare et un atome d’halogène. Son nom provient de l’anglais « Excited complex ». L’état fondamental de cette molécule est encore une fois anti-liant donc auto-dissociatif. Le processus de génération de la lumière est similaire à celui d’un excimère, expliqué auparavant. Les mécanismes de réaction sous-jacents à la formation d’exciplexes d’halogénures gaz rare sont plutôt complexes, cependant, plusieurs étapes clés de réaction peuvent être décrites de façon simplifiée comme suit: Première étape : Ionisation et excitation du gaz rare et de l’halogène Les électrons de haute énergie ionisent et excitent les espèces du gaz rare (Rg) 6 et halogène (X)7 dans les réactions suivantes : e + Rg Rg* + e e + Rg Rg+ + 2e 6 Ar, Ne, Kr, Xe 7 Plus particulièrement F, Br, I ou Cl2 22 e + X 2 X + X Deuxième étape : Formation des exciplexes entre gaz rare et halogène La plupart des exciplexes de RgX* peuvent être créés par la recombinaison de 3 corps entre les ions positifs du gaz rare et les ions négatifs d’halogène. C’est la réaction d’harponnage dans laquelle les espèces excitées du gaz rare transfèrent leurs électrons faiblement liés à la molécule halogène ou des composés contenant des halogènes pour former un état excité de RgX*, comme le montre : Rg+ + X- + M RgX* + M Rg* + X2 RgX* + X M est un troisième partenaire de collision qui, dans bien des cas, peut être un atome ou une molécule de l’espèce active ou même du gaz tampon. Troisième étape : Emission de radiation Les molécules d’exciplexes formées ne sont pas stables et rapidement décomposés, typiquement en quelques nanosecondes, ce qui donne leur énergie d’excitation sous la forme d’un photon UV, i.e. RgX* Rg + X +hv Le processus de radiation est en concurrence avec plusieurs processus de désexcitation non radiatifs. A basse pression, le mécanisme non-radiatif dominant est directement induit par les molécules d’halogène, ainsi : RgX* + X2 Rg + 3X A haute pression, les réactions à 3 corps impliquant les atomes de gaz deviennent importantes et conduisent à la formation d’une espèce triatomique qui se dissociera rapidement: RgX* + 2Rg Rg2X* + Rg Pour mieux comprendre ces étapes, nous présentons maintenant les réactions correspondantes à la formations de l’exciplexe XeCl*, dans le cas du mélange entre xénon et chlore 8 : 8 Ce mélange sera utilisé dans la lampe qui sert aux parties expérimentales dans cette thèse. 23 Xe + e Xe+ + 2e Cl2 + e Cl + ClXe+ + Cl- XeCl* XeCl* Xe + Cl + hv (308nm) Le tableau 1.3 présente l’ensemble des longueurs d’onde que nous pouvons obtenir, par l’intermédiaire des excimères et des exciplexes des gaz rares purs et des mélanges gaz rarehalogène. Espèce excitée Longueur d’onde (nm) Ar2 * 126 Kr2* 146 F2* 158 ArBr* 165 Xe2 * 172 ArCl* 175 KrI* 190 ArF* 193 KrBr* 207 KrCl* 222 KrF* 249 XeI* 253 Cl2 * 259 XeBr* 283 Br2* 289 XeCl* 308 Tableau 1.3 : Différents excimères et exciplexes [Di-1] 1.5 Applications des DBDs L’ensemble des propriétés de l’émission des exciplexes (ou excimères) produits dans une décharge à barrière diélectrique, font de l’excilampe DBD une source de rayonnement ultraviolet potentiellement efficace, spectralement pure et adaptée en longueur d’onde à presque toutes les applications UV. Elles sont donc naturellement de plus en plus exploitées dans des 24 divers domaines qui vont des traitements de wafers dans l’industrie et le semi-conducteurs, aux modifications des propriétés de surface (grâce à l’action combinée de l’ozone produit par les UV), et des applications en chimie, à la photobiologie et la médecine ou le domaine de l’éclairage. Les paragraphes suivants présentent quelques exemples d’application des excilampes dans le domaine du médical, de l’industrie et de l’éclairage. 1.5.1 Domaine biomédical: Traitement de la peau Dans le domaine des applications biomédicales, les lampes ultra-violettes sont utiles dans la pratique en matière de dermatologie. Ces lampes se composent d'enveloppe en verre de quartz remplie de la vapeur de mercure et de 2 électrodes. En service des passages électriques de courant entre ces deux électrodes sous forme d'arc entre les médias gazeux intervenants et les rayons d'U.V. sont produits. Les atomes de mercure ont la propriété d'émettre un spectre de 185-400 nanomètre dans la gamme ultra-violette. Selon l'énergie de rayonnement émise, des rayons d'U.V. ont été classifiés : U.V.A. 315-400 nanomètre ; U.V.B. 280-315 nanomètre ; U.V.C. 10-280 nanomètre. Les rayons d'U.V ont la surface et les actions systémiques. L'ancien est confiné au secteur irradié et se compose de la stimulation, de tuer des bactéries, de l'épluchage de la couche cornée de la peau et de la pigmentation. La réaction à U.V.R. apparaît 2 à 12 heures après exposition. Si une exposition forte est donnée, la peau peut être irritée ou une brûlure locale peut être produite. L'effet systémique d'U.V.R. se compose de la stimulation du métabolisme, augmentant la résistance du corps et augmentant également la production de la vitamine D. Dans les pays tropicaux ensoleillés le soleil frais de matin fait autant bon qu'U.V.R. Photochemotherapy : U.V.A. (315 – 400) nm que le nanomètre (lampe légère noire fluorescente) a été récemment utilisé dans le traitement du vitiligo et du psoriasis avec 8 oraux méthoxy psoralen. Souvent les effets bénéfiques d'U.V.R. ont été excessivement exagérés dans la mesure où il est considéré une panacée par certains fervents. 25 Les contres-indication à l'utilisation des rayons ultra-violets sont : Eczéma aigu, vitiligo aigu, psoriasis de propagation ; alopécie progressive, tuberculose pulmonaire active, erythematosus de lupus et toutes les dermatoses sensibles à la lumière. Programme de dose - après détermination de la dose minimale d'erythema, l'exposition peut être donnée des jours quotidiens ou alternatifs selon la discrétion du médecin et la convenance du patient. Une fois qu'il y a amélioration du processus de la maladie, le temps d'intervalle peut être rallongé. La distance de la lampe du patient, et le temps d'exposition, changent avec chaque lampe. Les instructions des fabricants doivent être strictement respectées, et un carnet maintenu chaque fois que la lampe est utilisée. Des disques appropriés devraient être maintenus des doses administrées au patient. U.V.R. a un effet délétère sur les yeux ; le patient, le médecin et l'infirmière devraient toujours porter le bien-ajustage de précision, verres colorés particulièrement signifiés pour le but chaque fois qu'ils s'exposent à la lampe allumée. En donnant U.V.R. à - « les paupières, soient sûres que les yeux du patient sont maintenus fermés toute heure. La lampe doit être maintenue propre avec l'esprit méthylé. Le praticien ne devrait pas négligemment exposer sa peau découverte à U.V.R. Les excilampes constituent alors une alternative prometteuse, par leur finesse spectrale et leur puissance rayonnée (plusieurs dizaines de milliWatts par centimètre carrée), en particulier dans la gamme UV-B. En effet, les UV-B pénètrent légèrement l’épiderme et peuvent provoquer une immunodéficience localisée dans le derme. Il est ainsi possible de traiter avec succès les maladies de peau qui sont causées par des perturbations de système immunitaire. Ils peuvent ainsi traiter les pathologies liées à un désordre du système immunitair. Par exemple, le psoriasis, qui est une pathologie auto-immune dont les symptômes sont une hyper prolifération de kératinocyte (responsables des squames) induite par l’activation de lymphocytes. Sur le même registre, ce type de rayonnement peut traiter les vitiligos (figure 1.11), qui sont dus à la perte de mélanine dans le mélanocyte. La lampe xénon-chlore étudiée dans cette thèse produit un rayonnement dans le domaine UVB (308nm) particulièrement propice pour ce type de traitement. Notre lampe est utilisée dansi des appareils dermatologiques produits par la société Quantel Médical (figure 1.12). 26 a b c d Figure 1.11 : Les images de maladies : Psoriasis (a), Vitiligos des mains, des pieds et du visage9 9 Source : http://www.traitement-vitiligo.com/?gclid=CKa93-v2raACFVcB4wodtVdWqQ http://fr.wikipedia.org/wiki/Vitiligo 27 b) a) Figure 1.12 : a) Dispositif de traitement dermatologiques10, b) Excilampe xénon-chlore à l’intérieur de l’appareil produit au LAPLACE. 1.5.2 Domaine de l’environnement 1.5.2.1 Désinfection des eaux La désinfection des effluents liquides par rayonnement UV est une alternative viable à l’utilisation des agents chimiques (chloration de l’eau). Le rayonnement UV est bactéricide mais peut aussi servir pour la dégradation des composés organiques dans le liquide. La figure 1.13 présente un système de traitement des fluides en utilisant une lampe à DBD, où le fluide irradié est utilisé comme une électrode externe à faible tension au lieu d’une grille de fils métalliques. La figure 1.13 (a) montre une section transversale d’une lampe DBD/réacteur de ce système. Ici, le fluide circule à l’intérieur d’une cuve de réacteur. La lampe à DBD est placée à l’intérieur de la cuve de réacteur. L’ensemble de ce système est alimenté par une alimentation à haute tension. Le fluide est en contact avec la surface externe de la lampe à DBD. Étant donné que le fluide est un bon conducteur d’électricité, il peut être utilisé comme une électrode de masse pour la lampe. Ainsi, le fluide remplace la grille des fils métalliques de l’électrode externe de la lampe comme le montre la figure 1.13 (a). Grâce au remplacement de l’électrode externe constituée d’une grille métallique par un fluide, nous obtenons les avantages suivants : 10 Source : http://www.quantel-derma.com/products/308-nm-excimer/308/ 28 Enveloppe de lampe en quartz Bouche des barrières diélectriques Grille des fils à la masse Electrode interne Volume de gaz a) Sortie de fluide Tube externe Tube interne UV ou UVB Alimentation à haute tension UV ou UVB Entrée de fluide b) Figure 1.13 : Schéma de principe pour le traitement de liquide : a) Géométrie coaxiale de l’excilampe, b) Système de réacteur d’une DBD utilisée dans ce système [Fa-1]. 29 Le fluide sert de liquide de refroidissement intégré pour la lampe sans frais supplémentaire. Cela permet d’augmenter la puissance électrique injectée et par conséquent d’accroître considérablement l’efficacité de production des excimères ou des exciplexes. L’absence de la grille du fils métalliques augmente la quantité de rayonnement émis, car aucune radiation n’est perdue en raison de la présence des parties opaques (grille). 1.5.2.2 Recyclage des gaz à effet de serre à l’aide d’une DBD Quelques activités de recherche récentes dans le domaine des décharges à barrière diélectrique s’adressent au problème du réchauffement global planétaire et des changements qui menacent le climat [Ko-2]. Le réchauffement global est dû à l’émission de gaz à effet de serre qui a été étudié et discuté depuis longtemps par les scientifiques. La concentration de CO2 dans l’atmosphère qui avait été constante (approximativement 280 ppm) depuis au moins 1000 ans a commencé à augmenter vers 1750 ppm avec l’avènement de l’industrialisation et de l’utilisation accrue de combustibles fossiles. Afin d’éviter l’évacuation du CO2 dans l’atmosphère, certaines études proposent son élimination. Cette réaction qui n’est pas réalisable dans des conditions normales devient possible dans une décharge DBD. La figure 1.14 ci- dessous, présente un réacteur équipé d’une décharge à barrière diélectrique permettant la production de carburant à partir de l’hydrogénation du CO2. Ce réacteur basé sur une DBD peut fonctionner dans une grande gamme de température et de pression. Il a été démontré que le CO2 peut être décomposé dans la décharge et que sous certaines conditions combiné avec du CH4 ou/et H2 des hydrocarbures sont formés. Ainsi, le réacteur fonctionne à la pression de l’ordre de 1Mpa et avec des températures de paroi allant jusqu’à 400 °C. Une alimentation électrique à haute tension fonctionnant près de 30 kHz peut adjuster la puissance électrique entre 100W et 1kW. Sous différentes conditions de travail, la décomposition des gaz principaux à effet de serre CO2 et CH4 a été étudiée [Bi-1], La formation de CO, O2 et O3 est observée lorsque le CO2 est traité. Les formations de H2, C2H6 et autres alcanes sont détectées lorsque le CH4 pur est utilisé. Dans le mélange CH4/O2, le méthanol est formé ensemble avec CO et H2O. Le méthanol est un combustible synthétique attractif qui a deux fois la densité énergétique de 30 l’hydrogène liquide. Puisqu’il est un liquide dans les conditions ambiantes, il peut être facilement stocké et transporté. Sortie de gaz Entrée de gaz Unité de contrôle H2 MC CO2 MC CH4 MC P GC Réacteur DBD MC H2 (Air) O2 Det MC Liquide piège Contrôle de température UV/VIS Absorption Alimentation à haute tension Unité d’analyse Figure 1.14 : Réacteur d’une DBD pour le recyclage des gaz à effet de serre [ Ko-2]. 1.5.3 Domaine de l’éclairage L’efficacité de la transformation de la puissance électrique délivrée à une excilampe en flux ultra-violet peut être tellement importante (de l’ordre de 40% à 60% pour le xénon) qu’une conversion en rayonnement visible via des poudres fluorescentes est envisageable. Aujourd’hui, la majeure partie des lampes à décharge pour l’éclairage intérieur produit un rayonnement visible par le biais d’une conversion du rayonnement UV du mercure (tubes fluorescents, lampes fluo compactes). Ce métal lourd est considéré comme toxique et polluant 31 et il est actuellement soumis à une réglementation stricte, la tendance étant de l’éliminer de tout produit ou de tout procédé industriel dans lequel on peut trouver un produit de remplacement. De nombreuses études tendent aujourd’hui à substituer le mercure par du xénon dans les lampes pour l’éclairage intérieur. Quelques produits commerciaux commencent à voir le jour et ainsi, Osram a mis sur le marché une lampe plane, baptisée « Planon », basée sur une décharge à barrière diélectrique dans du xénon. La structure adoptée est de type coplanaire (sur la figure 1.15 a) avec des électrodes dotées de pointes dans le même plan ; régulièrement agencées (sur la figure 1.15 b). Cadre Diélectrique Anode Vitre supérieure Poudre fluorescente Pointes Réflecteur Vitre inférieure Cathode Entretoise a) b) Figure 1.15: Structure de la lampe Planon11. 11 Sources: documentation commerciale OSRAM 2002 32 Cette structure donne lieu à des décharges dans le plan des électrodes avec un profil conique (figure 1.16). microdécharge pointe Figure 1.16 : Profil des décharges en couleurs artificielles (sources: documentation commerciale OSRAM 2002). Les performances annoncées du système constitué par la lampe et son alimentation électronique sont les suivantes (comparées aux données typiques d’un système de tube fluorescent) : Efficacité de 271m/W (environ 1001m/W). Luminance au centre de 5900cd/m2 (environ 10000 cd/m2). Indice de rendu des couleurs de 86 (identique pour les produit communs). Mise en régime instantané (quelques secondes, en fonction du ballast). Réamorçage instantané (également quelques secondes). Insensibilité à la température de l’environnement (rayonnement dépendant de la température environnante). Durée de vie estimée à plus de 50000 heures (environ 16000 heures). Ces caractéristiques ont permis son utilisation dans le domaine du rétro éclairage des écrans à cristaux liquides et à l’éclairage architectural. Une des applications les plus spectaculaires est en tant que pixel d’un écran géant, constitué d’environ 900 lampes, disposé sur atour de la compagnie téléphonique hollandaise KPN à Rotterdam (figure 1.17). 33 Figure 1.17 : Tour KPN à Rotterdam transformée en écran géant. 1.5.4 Domaine industriel : Traitement de surface et dépôt des matériaux En réalité, plusieurs surfaces en plastique ne sont pas « mouillées » de sorte qu’il peut être difficile ou même impossible de les coller, les peindre ou imprimer sur elles. Dans plusieurs cas il est possible de traiter ces surfaces afin de changer leurs propriétés et leur mouillabilité. La décharge étant « froide » le risque de déformation de la surface est minimisé. Aujourd’hui, nous pouvons aussi utiliser une décharge à la pression atmosphérique crée par DBDs, pour le dépôt de couches minces qui protègent ou modifient les caractéristiques de la surface [Ma-5]. Par exemple, la DBD peut être facilement introduite dans le processus industriel de production de papier, en effectuant la décharge entre un rouleau qui fait tourner le papier et une électrode (parfois plusieurs) recouverte par un diélectrique comme le montre la figure 1.18. 34 Figure 1.18 : Schéma de principe de traitement surfacique de plastiques à l’aide d’une DBD [Di-1]. Dans un autre domaine, les DBDs sont amplement utilisées dans le cadre de l’industrie des composants microélectroniques : elles peuvent être impliquées dans plusieurs étapes de la fabrication d’un circuit intégré. Avec les DBDs, il est possible de réaliser des dépôts de surface et des gravures très précises. Elles permettent ainsi de réaliser des gravures anisotropiques, nécessaires pour la miniaturisation. L’utilisation des DBDs permet de s’affranchir des conditions de travail sous vide nécessaires pour d’autres types de gravure (ebeam). Par conséquent, les coûts de réalisation des puces peuvent chuter car le travail sous vide est très onéreux [Se-1][Fa-2]. 35 Bibliographie [Bh-1] “Influence du mode d’alimentation sur la production d’UV d’une xénon DBD lampe”, S. Bhosle, Thèse de l’Université Paul Sabatier, Toulouse III, 2005. [Bi-1] “Greenhouse gas control technologies”, A. Bill, A. Wokaun, B. Eliasson, E. Killer and U. Kogelschatz, Energy Convers. Mgnt. 38 ,1997. [Ce-1] “Modélisation bidimensionnelle d’une décharge à barrières diélectriques : mise en évidence de l’importance des phénomènes aux électrodes ”, Y. Cesses Thèse de doctorat de l’Université Paul Sabatier, Toulouse III, 2004. [Di-1] “Alimentation de puissance d’une lampe exciplexe à décharge à barrière diélectrique, en vue du contrôle du rayonnement”, R. Diez, Thèse de l’Université de Toulouse, 2008. [El-1] “Modeling and applications of silent discharge plasmas”, B. Eliasson, U. Kogelschatz, IEEE Transaction on Plasma science, 1991 [Fa-1] “The development of a silent discharge driven on excimer UV light source”, Z. Falkenstein, Z. Z. Coogan, J.Apply.Phys, 82, 6273,1997 [Fa-2] “Gaz ionisés et plasma ”, P. Fauchais, Technique de l’ingénieur, 2000. [Ha-2] "Plasma froids Génération, caractérisation et technologies”, K. Hassouni, F.Massines and J. M. Pouvesle, Publication de l’université de Saint –Etienne 49 –108 , 2004. [Ki-1] "Nonthermal Plasma Processing for Air-Pollution Control: A Historical Review, Current Issues, and Future Prospects", H.H. Kim, Plasma Process. Polym., 1, 91-110, 2004. [Ko-1] “Appearance of stable glow discharge in air, argon, oxygen and nitrogen at atmospheric pressure using a 50 Hz source”, M. Kogama, S. Okazaki, M. Uehaha et Y. Kimura, J.Phys.D ; Appl.Phys, 889-892, 1993. [Ko-2] "Dielectric-Barrier Discharges. Principle and Applications", U. Kogelschatz, B. Eliasson, W. Egli, J. Phys. IV France 7 (1997), C4-47, Colloque C4, supplément au Journal de Physique III d'oct.1997 [Ko-3] “Discharge and theirs applications”, U. Kogelschatz, Conf. On Gas Disch. and Appl.2 972-80, Swansea Wale, 1992. 36 [Lo-1] "Electrical Coronas, their basic physical mechanisms", L. B. Loeb, University of California Press, 1965. [Ma-2] “A comparision of polypropylene surface treatment by filamentary, homogeneous and glow discharge in helium at atmospheric pressure”, F. Massines and G. Gauda, J.Phys, D: Appl. Phys. 31, 3411 –34 20, 1998. [Ma-3] “Experimental and theoretical study of a glow discharge at atmospheric pressure controlled by dielectric barrier”, F. Massines, A. Rabehi, P. Decomps, R. Ben Gadri, P. Ségur and C. Mayoux, J.Appl. Phys. 83 2950-57, 1998. [Ma-5] “The Role of Dielectric Barrier Discharge Atmosphere and Physics on Polypropylene Surface Treatment”, F. Massines, G. Gauda, N. Gherardi, M. Duran E. Croquesel, Plasmas Polymers, Vol.6, No.1, June 2001. [Ma-6] “Physics and chemistry in a glow dielectric barrier discharge at atmospheric pressure: diagnostics and modelling”, F. Massines, P. Ségur, N. Gherardi, C. Khamphan and A. Ricard, Surfaces and Coatings Technology 174-175 8-14, 2003. [Me-1] “The mecanisme of the lighting discharge”, J. P. Meek, L. B. Loeb, J.phys. D, 1 797, 1939. [Me-4] “Luminescence de l’argon et du xenon dans les décharges à barrières diélectriques mono-filamentaires”, N. Merbahi, Thèse de l’Université de Paul Sabatier, 2004. [Pa-1] “A physical model on the initiation of atmospheric pressure glow discharges”, A. J. Palmer, Appl.Phys.Let 25 138-140, 1974. [Po-1] "Gaz ionisés, décharges électriques dans les gaz", I. Popescu, E. Badareu, Editions Dunod, Paris. [Ra-1] "Electron avalanches and breakdown in gas", H. Raether, Butterworths, London 1954. [Ra-2] “Gas Discharge Physics”, J.P. Raizer, Springer Verlag Berlin, 1997 [Se-1] “Surface modification of polyimide using dielectric barrier discharge treatment ”, R. Seebock, H. Esrom, M. Charbonnier, M. Romand, U. Kogelschatz Surface Coatings Technology, 455-459, 2001. 37 CHAPITRE 2 Modélisation physique d’une excilampe à DBD dans un mélange de xénon et de chlore L’objectif principal de ce chapitre est de décrire la méthode et les résultats d’un modèle physique de dérive-diffusion appliqué à une excilampe à barrière diélectrique. La méthode utilisée dans notre modèle est basée sur le modèle concernant du xénon pur, qui a déjà été développé par notre équipe ainsi que d’autres auteurs [Bh-1], [Ha-1], [Od-1], [Ca-1] et [Bo-1]. L’intérêt de développer un tel modèle réside essentiellement dans les points suivants: Compléter les résultats de modélisation d’une DBD dans du xénon pur par l’addition d’un pourcentage variable de chlore et en déduire ainsi les propriétés du mélange. Améliorer la compréhension et la description des phénomènes dans le volume du plasma pendant la phase de décharge, lorsque l’on applique de nouvelles conditions aux limites pour les espèces considérées dans ce modèle. Par la suite, disposer d’un outil d’investigation susceptible de servir à déterminer des nouvelles pistes de recherche et d’applications. Etudier l’influence du mode d’alimentation (fréquence, rapport cyclique, etc.) sur les propriétés d’une excilampe. Etudier l’influence de la pression partielle des composants du mélange gaz rare/halogène sur la production d’UV émis par une excilampe à DBD. Enfin, utiliser, pour la résolution numérique, le logiciel commercial Comsol Multiphysics qui permet de créer une plate-forme dont la flexibilité facilitera les évolutions futures du modèle. Nous pouvons ainsi envisager d’appliquer d’autre gazs ou d’autres mélanges, d’autres géométries ou bien profiter des possibilités de couplage de Comsol Multiphysics avec d’autres logiciels tels que MATLAB ou SIMULINK. Ce chapitre présente ainsi les équations générales régissant le plasma d’étude ainsi que les approximations utilisées pour simplifier sa description. Les interactions entre le plasma et la surface du diélectrique sont ensuite mises en évidence dans ce chapitre afin de présenter l’ensemble des équations et conditions aux limites nécessaires à la résolution numérique de 38 l’évolution dans l’espace et dans le temps de toutes les espèces considérées dans notre modèle. Enfin, nous présentons les résultats obtenus par notre modèle en confrontation aux résultats de la littérature scientifique. 2.1 L’équation de Boltzmann Les décharges à barrière diélectrique sont, par essence, des décharges hors d’équilibre, ce qui signifie que les lois de l’équilibre thermodynamique, même locales, ne s’appliquent pas. En fait, les électrons et les particules lourdes (les ions positifs et négatifs, atomes excités ou à l’état fondamental, molécules) ont des températures radicalement différentes, respectivement de l’ordre de 10000K et 300K à 400K, et leur comportement général ne peut être décrit que par l’équation de Boltzmann. Cette équation se trouve dans nombre d’ouvrages de référence de thermodynamique mais nous pouvons mentionner la référence [Bi-2] à titre d’exemple orienté vers les plasmas. Dans l’espace des phases et pour une particule de type s, l’équation de Boltmann a pour expression générale: f s F f .f s ext . .f s s t ms t Coll (2.1) Avec : fs : Fonction de distribution de l’espèce s, dépendant de la position r , de la vitesse et du temps t Fext : Force extérieure s’exerçant sur une particule de type s ms : Masse d’une particule de type s : Opérateur nabla dans l’espace des positions : Opérateur nabla dans l’espace des vitesses f s : Terme de collision t Coll La fonction de distribution fs d’une espèce s est telle que fsd3 r d3 représente le nombre de particules du type s à l’instant t autour du point ( r , ). L’équation de Boltzmann régit l’évolution de cette fonction de distribution lorsque l’espèce s est soumise à une force 39 f extérieure Fext et à des collisions. Ces dernières sont traduites par le terme s qui t Coll correspond aux variations de la fonction de distribution engendrées par ces collisions. Il comptabilise le nombre de particules de type s par unité de temps qui sont créées ou qui disparaissent dans le volume élémentaire autour de ( r , ) ou bien qui sont échangées avec le reste de l’espace des phases. Ce terme de collisions s’exprime généralement sous la forme d’une intégrale du produit des fonctions de distributions des particules impliquées dans les collisions et des sections efficaces différentielles correspondantes. L’équation de Boltzmann est à ce titre une équation intégro-différentiel. L’évolution d’un plasma peut ainsi se décrire par un système couplé d’autant d’équations de Boltzmann que d’espèces considérées. Mais, compte tenu du caractère intégro-différentiel du système, de son fort couplage et de son non linéarité, il ne fait généralement pas l’objet d’une résolution directe. Les méthodes numériques s’appliquent la plupart du temps à un ensemble d’expressions intégrales de l’équation de Boltzmann, appelées les moments. 2.2 Les moments de l’équation de Boltzmann Nous avons vu que les variables macroscopiques d’intérêt physique pour un plasma, tels que la densité ns, la vitesse moyenne , la température Ts etc. ne peuvent être calculées que si nous connaissons la fonction de distribution pour le système considéré. Dans le cas d’un système à l’équilibre thermodynamique local, nous pouvons calculer plusieurs paramètres macroscopiques en utilisant la fonction de distribution de Maxwell-Boltzmann. Mathématiquement, la fonction de distribution pour un système hors d’équilibre peut être obtenue par la résolution de l’équation de Boltzmann. Cependant, la résolution numérique de l’équation de Boltzmann est généralement un problème d’une grande difficulté. En théorie, il n’est pas nécessaire de déterminer la fonction de distribution par la résolution directe de l’équation de Boltzmann afin de déterminer les variables macroscopiques d’intérêt physique. Les différentes équations gouvernant les variations temporelles et spatiales de ces variables macroscopiques peuvent être obtenues à partir des moments de l’équation de Boltzmann. Ces équations différentielles sont connues comme les équations de transport 40 macroscopique et leurs solutions, nous donnent directement les variables macroscopiques moyennant certaines hyphothèses. Les variables macroscopiques peuvent être obtenues en prenant différents moments de l’équation de Boltzmann. Les trois premiers moments de l’équation de Boltzmann sont obtenus en la multipliant par ms, ms et ms 2 , respectivement, et en intégrant sur l’espace des 2 vitesses. On obtient ainsi respectivement l’équation de conservation de la masse, l’équation de conservation de la quantité de mouvement et l’équation de conservation de l’énergie. Le détail de l’interprétation de ces trois équations est présenté dans l’annexe II. 2.3 Simplification des moments de l’équation de Boltzmann 2.3.1 Modèle de dérive diffusion La pression du gaz dans lequel s’établit la décharge concernée par notre problème d’étude se situe à des pressions entre 103Pa et 105Pa. Il s’agit donc d’un plasma fortement collisionnel. Dans ces conditions, l’énergie cinétique liée à la dérive des particules chargées peut être négligée devant leur énergie d’agitation thermique. Ce comportement collisionnel implique également que les variations temporelles des grandeurs d’étude (densité, flux, température…) sont beaucoup plus faibles que les fréquences d’échange de quantité de mouvement par collisions. Le membre de gauche dans l’équation de la conversation de la quantité de mouvement (2.24) ci-dessous peut donc être négligé par rapport aux termes de droite. u ms s ( u s . ) u s .p s n s Fexr s A s u sSs t (2.24) D’autre part, le tenseur de pression cinétique peut être supposé diagonal et isotrope : Ps p s I (2.39) Avec: I : Tenseur unitaire p s = nskTs : Pression scalaire 41 Une expression souvent utilisée pour le terme de transfert de quantité de mouvement par collision est la suivante : A s n s ms ms s (2.40) En remplaçant cette expression (2.37) dans l’équation de conservation de la quantité de mouvement, on obtient : n s s n s qs 1 E ( n s kTs ) m s ms m s ms (2.41) Avec : ms : Fréquence d’échange de quantité de mouvement qs : Es : Champ électrique Charge élémentaire de l’espèce s En supposant que la température Ts varie spatialement peu par rapport à la densité n s, et en introduisant la mobilité s et le coefficient de diffusion D s de la façon suivante : s qs m s ms ; Ds kTs m s ms (2.42) L’équation (2.38) peut s’écrire sous la forme : s sign (q s )n s m s E Ds n s (2.43) Avec : 1 si q s > 0 sign(qs) = -1 si q s < 0 (2.44) 0 si q s = 0 Le flux des particules de l’espèce s se décompose en deux termes : l’un est lié au champ électrique, il traduit la dérive des espèces s dans le champ si elles sont chargées ; l’autre est un terme de diffusion qui traduit l’effet des collisions qui tend à uniformaliser la densité. Le flux prend ainsi la forme d’une équation de dérive–diffusion. 42 Malgré les simplifications précédentes, le système constitué des équations 2.14 et 2.43 n’est toujours pas fermé. En effet, des variables restent indéfinies. Pour éliminer l’indétermination sur le champ électrique, on peut coupler au système l’équation de Poisson, mais il faut une approximation supplémentaire pour déterminer les coefficients de transport s et Ds. 2.3.2 Approximation du champ local On suppose que l’énergie acquise par les électrons dans le champ pendant un intervalle de temps infinitésimal est exactement compensée par l’énergie cédée au milieu par collisions. Cela s’applique à un plasma dans lequel les électrons ont une fréquence de collision suffisante pour qu’ils soient en équilibre avec le champ électrique. Dans ce cas leur fonction de distribution ne dépend que du champ électrique local réduit E (N est la densité totale N d’atomes et de molécules du gaz). En conséquence, les fréquences de collision, d’ionisation, les mobilités et les coefficients de diffusion dépendent également du champ électrique local. Les coefficients de transport sont ainsi des fonctions exclusives du champ local. Le plasma peut donc se décrire par le système fermé d’équation suivant : .(V) e(n i n i n e ) n e .( D e n e e n e V ) Se t n i .( D i n i i n i V ) S i t n i .( D i n i i n i V ) Si t n i .( Di n i i n i V ) Si t ...... (2.45) ........ Avec V : Potentiel électrostatique. ne, ni+, ni-, ni : Densités d’électrons, d’ions positifs, d’ion négatifs et d’atomes neutres ou de molécules neutres. De, Di+, Di- , Di: Coefficients de diffusion pour les électrons, les ions positifs et négatifs, les atomes ou molécules neutres. e, i+, i-, i : Mobilités des électrons, des ions positifs, des ions négatifs, des atomes ou de molécules neutres. 43 Se, Si+, Si-, Si : Les termes de source pour les électrons, les ions positifs et négatifs et les atomes ou les molécules neutres, qui sont définis à partir des réactions chimiques. Le système décrit comprend une équation de Poisson couplée à autant d’équations que d’espèces considérées. Suite à toutes ces approximations, le plasma étudié est gouverné par un système couplé d’équations aux dérivées partielles qui peut faire l’objet d’une résolution numérique dans un domaine spatial délimité par une surface à condition : de disposer des valeurs des coefficients de transport et des termes sources en fonction du champ électrique local. de disposer de conditions aux limites. Ces conditions aux limites sont généralement classées en trois catégories [Fe-1] : Les conditions de Dirichlet pour lesquelles la densité est fixée sur les limites du domaine de résolution Les conditions de Neumann pour lesquelles c’est le flux normal qui est imposé aux limites Les conditions de Neumann généralisées (ou conditions aux limites de Robin) combinaisons linéaires des deux premières. L’étude de l’interaction entre un plasma et une surface diélectrique est nécessaire puisque c’est elle qui va déterminer le comportement des différentes espèces à la surface et conduire à la détermination des conditions aux limites. Dans le cas d’une décharge à barrière diélectrique, différents auteurs proposent des approximations assez différentes. Une démarche concernant les ions négatifs créés dans le plasma est développée dans les paragraphes suivants. 2.4 Interaction plasma/surface-Conditions aux limites 2.4.1 Interaction plasma/surface 44 Les interactions entre un plasma et une surface sont des phénomènes très complexes qui mettent en jeu l’ensemble des paramètres du plasma, la nature du solide, son état de surface etc. Dans le cas de la modélisation proposée ici, il est hors de question d’inclure des phénomènes si complexes et l’objectif est donc d’en tenir compte sous une forme très simplifiée mais physiquement cohérente de façon à laisser la possibilité d’une meilleure prise en compte à l’avenir. Dans le cas des DBD, on pourrait, dans un premier temps, imaginer que le solide enfermant le plasma est un diélectrique parfait. Dans ces conditions, il vient naturellement à l’esprit que, compte tenu de la mobilité nulle des particules chargées dans un tel matériau, la condition aux limites pour les particules chargées pourrait consister à imposer un flux normal nul. En effet, le diélectrique étant parfait, aucune particule chargée ne peut franchir sa surface. Cependant, cette démarche se heurte à plusieurs problèmes. D’une part, il est impossible dans ce cas de décrire une des propriétés fondamentales des plasmas qu’est la gaine. En effet, cette zone d’écart à la neutralité électrique près des parois est directement liée au développement d’une charge de surface sur le diélectrique. D’autre part, sous l’effet du champ, les particules chargées vont dériver vers la paroi et y former une charge quasi-surfacique. Ceci se traduit par de forts gradients de densité qui peuvent engendrer des difficultés de résolution numérique. Enfin, une condition de flux nul aux limites pour les particules chargées interdit la prise en compte d’une émission de charges aux parois diélectriques en provenance de la paroi. Dans le cadre d’une modélisation numérique, on voit donc que la paroi diélectrique ne peut être considérée, même en première approche, comme un simple mur faisant obstacle au mouvement des particules chargées. Par conséquent, une densité de charge surfacique à l’interface diélectrique/plasma doit être définie. Cette charge surfacique dépend intimement de paramètres tels que la nature du diélectrique, de son état de surface, de la nature des charges issue du plasma etc. Afin de dégager un modèle de DBD suffisamment simple pour faire l’objet d’un traitement numérique, tout en restant fidèle aux résultats expérimentaux, des hypothèses doivent être émises afin de dégager des conditions aux limites pour les équations d’évolution des différentes espèces, en particulier des espèces chargées. 45 Différentes conditions aux limites sont déjà proposées dans la littérature scientifique. On peut en particulier citer les références [Me-3], [Bo-1], [Pu-1], [Ve-1], [Bh-1] et [Iv-1], où les conditions aux limites pour les particules chargées prennent une forme de Neumann généralisée : Pour les espèces neutres : 8kT0s n os os , 0s m 0s 4 (2.46) 1 s .u n a.sign (q s ) n s s E.u n ths n s 4 (2.47) os Pour les ions : Avec : u:n : Vecteur unitaire à la surface fermée a = 1 si sign (q s )n s s E.u n 0 si ths : Vitesse moyenne d’agitation thermique (2.48) sign (q s )n s s E.u n 0 8kTs m s Cette dernière expression signifie que les particules quittent le domaine par agitation thermique et, dans le cas de particules chargées, sous l’action du champ électrique, la fonction a interdit tout flux entrant de particules, même chargées. Pour tenir compte de l’émission d’électrons aux surfaces, un terme d’émission secondaire est par conséquent ajouté à l’équation 2.44 1 es .u n an es es E u n ths n es is is u n 4 is Avec : 8kTe me the is : indice de l’ion de type s is : Coefficient d’émission secondaire de l’ion de type s 46 (2.49) D’autres auteurs ont proposé des améliorations de cette expression concernant, par exemple, la prise en compte du flux vers les parois d’électrons distants d’un certain nombre de libre parcours moyens, ou différentier les propriétés des électrons issus du plasma et émis par émission secondaire [Ha-1]. Pour limiter le nombre d’équations à résoudre, nous nous sommes placés dans l’approximation du champ local et par conséquent la température des différentes espèces n’intervient pas dans nos calculs. Les conditions aux limites mentionnées ci-dessus ne peuvent donc pas s’appliquer dans notre cas. D’autre part, l’émission secondaire telle qu’elle est décrite ci-dessus, ne tient pas compte de l’état de charge de la surface. Autrement dit, le flux d’électrons secondaires émis par impact ionique est le même, que la paroi soit chargée négativement ou positivement. Une autre approche a donc été choisie pour dégager des conditions aux limites applicables à notre système et physiquement cohérentes. Elle repose sur des considérations présentées en détail dans [Bh-1] sur l’interaction entre le plasma et la surface d’un diélectrique. Après avoir exposé ces considérations, les conditions aux limites choisies seront exposées. 2.4.2 Conditions aux limites Sur la base des considérations concernant les interactions entre les différentes espèces d’un plasma et les surfaces diélectriques, il est nécessaire de construire les conditions aux limites pour toutes les espèces en présence sur la surface diélectrique. Les équations caractérisant les conditions aux limites pour le système [2.45], dans notre modèle, se traduisent par le couplage entre les densités d’espèces en volume et les densités de charges surfaciques. 2.4.2.1 Les électrons L’équation de l’évolution de la densité surfacique d’électrons nse est la suivante : dn se K adse n e K des n se K rec n se ( n i ) dt i Dans les termes de droite : 47 (2.50) Le premier terme exprime l’attraction des électrons en volume de décharge due à la charge de polarisation du diélectrique. Cette action est caractérisée par le taux d’absorption de Kadse Le deuxième terme correspond à la désorption des électrons de surface diélectrique avec un taux Kdes Le dernier terme correspond à la recombinaison entre les électrons piégés à la surface diélectrique avec tous les ions positifs et négatifs issus du plasma avec le taux Krec Par conséquent, la condition aux limites pour les électrons en volume est une condition de flux qui représente le bilan entre les électrons volumiques adsorbés à la surface, les électrons surfaciques désorbés vers le volume du plasma et les électrons volumiques qui se recombinent avec les charges positives et négatives sur la surface. Ainsi, on arrive à la condition suivante : e .u n K adse n e K des n se K rec n e n si (2.51) 2.4.2.2 Les ions positifs L’équation de l’évolution de la densité des charges surfaciques piégées à la surface du diélectrique nsi est la suivante : dn si K adsi ( n i ) K rec ( n i n e ) n si dt i i (2.52) Où : Le premier terme à droite correspond à la production de charges positives surfaciques par neutralisation de l’ensemble des ions issus du volume. En supposant cette neutralisation instantanée le taux de production de charges positives de surface est égal aux taux d’adsorption d’ions par l’effet de polarisation du diélectrique. Le taux de cette réaction d’adsorption est noté Kadsi. Le dernier correspond à la recombinaison des électrons et des ions négatifs volumiques avec les charges surfaciques positives du diélectrique avec un taux Krec. 48 De la même façon que pour les électrons de volume, la condition aux limites pour les ions positifs du volume représente la somme des pertes aux parois par neutralisation et par recombinaison avec les charges négatives de surface et les électrons piégés à la surface : i .u n K adsi n i K rec n i ( n se n si ) (2.53) 2.4.2.3 Les ions négatifs L’équation de l’évolution des charges négatives surfaciques piégées à la surface du diélectrique nsi- est la suivante : dn si K adsi ( n i ) K rec ( n i ) n si dt i i (2.54) Où : Le premier terme à droite correspond à la production de charges négatives surfaciques par neutralisation de l’ensemble des ions négatifs issus du volume. En supposant cette neutralisation instantanée le taux de production de charges négatives de surface est égal aux taux d’adsorption d’ions par l’effet de polarisation du diélectrique. Le taux de cette réaction d’adsorption est noté Kadsi. Le dernier correspond à la recombinaison des ions positifs volumiques avec les charges négatives surfaciques du diélectrique avec un taux Krec. De la même façon que pour les électrons de volume, la condition aux limites pour les ions négatifs du volume représente la somme des pertes aux parois par neutralisation et par recombinaison avec les charges positives de surface: i .u n K adsi n i K rec n i n si (2.55) 2.4.2.4 Les particules neutres Les particules neutres excités ainsi que les métastables sont supposés perdre leur énergie instantanément et ainsi revenir à l’état fondamental, par ailleurs ils ne peuvent pas pénétrer dans les diélectriques, ce qui correspond à la condition de Dirichlet suivante : ns =0 (2.56) 49 2.4.2.5 Conditions aux limites imposées par le circuit d’alimentation Nous allons distinguer 2 cas : l’alimentation en tension et en courant : DBD alimentée en tension : Les conditions de passage sur le potentiel s’expriment sous la forme d’une contrainte aux électrodes métalliques extérieures à la DBD (conditions aux limites de Dirichlet). Cette condition aux limites permet de définir la tension appliquée au système. Si la DBD est alimentée par une tension sinusoïdale à 50kHz avec une amplitude maximale de 8kV, les conditions aux limites peuvent par exemple s’exprimer sous cette forme. Electrode 1 : V=0 Electrode 2 : V= 8000sin (250.103t) DBD alimentée en courant: Supposons que la source de tension soit remplacée par une source de courant. A partir des équations de Maxwell, on a la formule de calcul du courant total qui correspond au gaz : JT JC J D (2.57) L’équation (2.55) exprime que le courant total dans le volume de décharge d’une DBD excilampe est la somme des deux termes suivants : Courant de conduction : ce courant est dû au mouvement de charges sous l’action du champ électrique externe. Courant de déplacement : ce courant est lié à la variation de champ électrique dans le milieu. Sur le diélectrique, la partie du courant de conduction est égale à zéro et donc le courant total est seulement le courant de déplacement. Ce courant est une relation avec le champ électrique dans le volume de décharge selon la formule suivante: t 1 E JD E J D ( x , t )dt 0 dt Ici, J D ID (2.69). En remplaçant (2.59) en (2.58), on déduit : S 50 (2.58) T 1 I E D dt 0 S (2.60) D’ici : E est le champ électrique à la surface diélectrique J D est la densité du courant circulant à travers le diélectrique S est la surface du diélectrique I D est le courant circulant à travers le diélectrique. Donc, si la DBD est alimentée par un courant, les conditions aux limites peuvent par exemple, s’exprimer sous cette forme : Electrode 1 : V=0 Electrode 2 : T V 0 I( t ) dt S Aux limites entre les diélectriques et le plasma, les conditions de passage sur le déplacement électrique D donnent (avec u dirigé du milieu 1 vers le milieu 2) : .u n (D2 D1 ) (2.61) Puisque dans l’expression du déplacement électrique ne figurent que les charges « libres », c'est-à-dire les charges en dehors des charges de polarisation, le terme ne tient compte exclusivement que des électrons de surface et des charges positives et négatives piégés à la surface du diélectrique. L’équation 2.58 s’exprime donc finalement de la façon suivante : .u n (D 2 D1 ) e(n si n si n se ) (2.62) 2.5 Espèces considérées - Coefficients de transports associées 2.5.1 Espèces considérées et réactions entre espèces Compte tenu du nombre de niveaux d’énergie de l’atome de xénon et de la molécule de Cl2, il est difficilement envisageable de les prendre en compte dans leur ensemble. L’objectif du modèle présenté n’étant pas une description fine de toutes les évolutions des espèces 51 chimiques possibles dans le mélange entre xénon et chlore, mais plutôt de dessiner les zones d’émission des excimères et exciplexes en fonction du temps et d’obtenir des caractéristiques électriques, nous avons choisi une description très simplifiée du chlore et du xénon dont les trois niveaux excités sont priss en charge. Comme abordé dans les paragraphes précédents, le modèle du Xe/Cl2 présenté dans notre travail est développé sur la base du modèle du xénon pur développé par [Bh-1], avec les nouvelles conditions aux limites pour toutes les espèces considérées. Avec l’ajout du chlore dans le xénon, à côté des réactions chimiques déjà utilisées dans le modèle du xénon pur, nous allons ajouter les réactions chimiques impliquant le chlore. L’ensemble des réactions chimiques dans le mélange entre xénon et chlore prises en compte pour notre modèle est détaillé dans le tableau 2.1 ci-dessous : Réactions Taux de réaction Xe e Xe * exc e Xe e Xe * * Xe e Xe Xe * met res met e e Xe e Xe 2 e * f exc e Xe 2 e * Valeur du taux de réaction f res f met ipal idir 2.10-17m3.s-1 Xe * exc Xe Xe * met Xe K1 K2 2.10-17m3.s-1 Xe * res Xe Xe * met Xe K3 2,2.10-20m3.s-1 Xe * met Xe Xe * res Xe 1,5.10-21m3.s-1 Xe* res 2 Xe Xe2* (Ou ) Xe K4 K5 1,55.10-43m6.s-1 Xe* met 2 Xe Xe2* ( 3 u ) Xe K6 8,53.10-44m6.s-1 Xe2* (Ou ) Xe Xe2* (1 u ) Xe K7 8,7.10-17m3.s-1 Xe * res Xe * res Xe Xe e 5.10-16m3.s-1 Xe * met Xe * met Xe Xe e K8 K9 5.10-16m3.s-1 Xe * res Xe * met Xe Xe e K10 5.10-16m3.s-1 Xe 2 Xe Xe2 Xe 8.10-44m6.s-1 Xe2 e Xe* exc Xe K11 K12 5.10-13m3.s-1 Xe2* (1 u ) 2 Xe photon(172nm) K 13 1,82.108 s-1 Xe2* (3 u ) 2 Xe photon(172nm) K14 107s-1 Xe2* (Ou ) 2 Xe photon(152nm) K 15 9.106s-1 Xe * res Xe photon (147 nm) K16 4,3.105s-1 Xe*exc Xe*res photon K17 2,7.107s-1 Xe exc Xe Xe res Xe 52 Xe * exc Xe * met photon K 18 2,53.107s-1 idirCl2 * K 19 4.10-14m3.s-1 K 20 5.107.s-1 K 21 6.10-16m3.s-1 K 22 2,5.107.s-1 Cl 2 e Cl Cl K 23 2,23.10-16m3.s-1 Xe Cl XeCl * K 24 2.10-12m3.s-1 K 25 1,9.10-12m3.s-1 K 26 5.10-14m3.s-1 K 27 K 28 K 29 K 30 7,3.10-43m6.s-1 Cl2 e Cl2 2e Cl2 e Cl2 e * Cl 2 Cl 2 258nm * Xe Cl 2 XeCl * Cl XeCl * Xe Cl 308 nm Xe 2 Cl XeCl * Xe Cl 2 Cl Cl 2 Cl XeCl * 2 Xe Xe2 Cl * Xe Xe2 Cl * 2 Xe Cl p XeCl * Xe 2 Xe Cl * Xe2 Cl 2 Cl 2 2 Xe Cl Cl 2 Xe2 Cl * Xe 3 Xe Cl 7,4.106.s-1 3,2.10-18m3.s-1 2,6.10-16m3.s-1 6,10-21m3.s-1 K 31 K 32 K 33 K 34 K 35 K 36 K 37 3 -1 4 . 221 .10 18 m .s Cl2 e 2Cl K 38 3 .6 x10 13 m3.s-1 Cl e Cl 2 e K 39 3 . 27 . 10 14 m .s XeCl * e Xe Cl e Xe 2 Cl * e 2 Xe Cl e Cl 2 e Cl Cl 2e Cl e Cl 2 e Cl Cl 2Cl Cl 2 Cl Cl 2 Cl 1,2.10-13m3.s-1 4,10-15m3.s-1 3 -1 7 . 21 . 10 10 m .s -14 3 -1 5.10 m .s 5.4.10-16m3.s-1 3 -1 Tableau 2.1 : Liste des réactions chimiques dans un mélange entre xénon et chlore. L’ensemble des taux de réactions dont les valeurs numériques sont mentionnées dans le tableau précédent est issu des articles [Od-1],[Le-1],[St-1],[El-2],[Le-2], [Me-2], [Ak-1] et [Ji1] sauf K12 dont la valeur a été prise constante. Les fréquences de collision et les coefficients d’ionisations directes pour le xénon et le chlore ont été calculés à l’aide du logiciel Bolsig+ [Bo-2]. Les figures 2.1 présentent les courbes de ces grandeurs physiques. Le coefficient d’ionisation par palier ipal est issu de la littérature [Ha-1]. Les taux d’absorption, de désorption et de recombinaison en surface diélectrique ont les valeurs suivantes : Kadse=Kadsi- =Kadsi+ =1012s-1 53 Kdes = 107s-1 Krec = 10-12m3.s-1 Compte tenu de la complexité des phénomènes d’interaction entre un plasma et une surface, il est difficile de trouver des données concernant ces coefficients dans la littérature scientifique. Pour donner les valeurs numériques du dessus, nous avons exécuté beaucoup d’essais successifs. Les résultats obtenus ont montré que leurs valeurs peuvent varier dans une large gamme (même des ordres de grandeur) sans changement notable des résultats. Elles ont donc été fixées empiriquement et pourront faire l’objet d’une étude ultérieure plus poussée. Fréquence de résonance du xénon (m3/s) 30%Cl2,70%Xe 50%Cl2,50%Xe 70%Cl2,30%Xe 90%Cl2,10%Xe 0.8 0.6 0.4 0.2 0 0 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800 8 x10-15-15 x 10 30%Cl2,70%Xe 50%Cl2,50%Xe 70%Cl2,30%Xe 90%Cl2,10%Xe 7 Fréquence de résonance du Xe (m3/s) -15-15 x10 x 10 1 Fréquence métastable du Xe (m3/s) Fréquence métastable du xénon (m3/s) 1.2 2000 6 5 4 3 2 1 0 0 200 400 x10-14-14 x 10 30%Cl2,70%Xe 50%Cl2,50%Xe 70%Cl2,30%Xe 90%Cl2,10%Xe 0.9 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4 0.3 0.2 0.1 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800 2000 4.5 4.5 3.5 1800 2000 1800 2000 2 1.5 1 0.5 0 0 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600 Champ électrique réduite E/N E/N (Td) (Td) Champ électrique réduit 3 2 1.5 1 0.5 200 1600 2.5 30%Cl2,70%Xe 50%Cl2,50%Xe 70%Cl2,30%Xe 90%Cl2,10%Xe 0 1400 3 2.5 0 1200 30%Cl2,70%Xe 50%Cl2,50%Xe 70%Cl2,30%Xe 90%Cl2,10%Xe 4 x10-14-14 3.5 1000 x10 x 10 4 800 -14 x 10 -14 Champ électrique réduite E/N (Td) Champ électrique réduit E/N (Td) Coefficient d'ionisation directe du Xe (m3/s) 0 Coefficient d’ionisation directe Xe (m3/s) 0 600 Champ électrique réduite E/N (Td) Champ électrique réduit E/N (Td) Coefficient d’ionisation directe Cl 2 (m3/s) Coefficient d'ionisation directe du Cl2 (m3/s) 1 Fréquence d'excitation (m3/s) Fréquence d’excitation du xénon (m3/s) Champ électrique réduite E/N (Td) Champ électrique réduit E/N (Td) 400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800 Champ électrique réduite E/N (Td) Champ électrique réduit E/N (Td) 54 2000 Figure 2.1 : Fréquences d’excitation sur les trois états métastable (Xe *met), résonant (Xe*res), et excité (Xe*exc); coefficient d’ionisation directe pour Xe+2 et Cl+2 2.5.2 Coefficients de transport Le calcul des coefficients de diffusion et de mobilité des électrons est réalisé à l’aide du logiciel Bolsig+ [Bo-2]. Ces valeurs dépendent du champ local électrique réduit et aussi du taux de chlore dans le xénon. Pour ces raisons, lorsqu’on change ces paramètres on obtient aussi les différents coefficients de transport, comme le montrent les figures 2.2 (a, b). 6 25 25 x10 24 24 x 10 6 xx10 10 4 3 2 1 0 0 200 400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800 4 3 2 1 0 2000 30%Cl2,70%Xe 50%Cl2,50%Xe 70%Cl2,30%Xe 90%Cl2,10%Xe 5 N*Diffusion d'électron (1/ms) N*Diffusion d’électron (1/mVs) 50%Cl2,50%Xe 70%Cl2,30%Xe 90%Cl2,10%Xe 5 N*Mobilité d'électron (1/mVs) N*Mobilité d’électron (1/mVs) 30%Cl2,70%Xe 0 200 1400 1000 800 600 400 200 0 0 100 200 300 400 500 600 700 800 600 800 1000 1200 1400 1600 1800 2000 900 1000 iE(Xe+) iE(Xe+) iE(Xe++) iE(Xe ) iE(Xe+) 2500 Di(Xe+)x2.104 Di(Xe+)x2.104 Di(Xe+)x2.104 Di(Xe ++)x2.1044 Di(Xe )x2.10 1200 400 Champ électrique réduite E/N E/N (Td) (Td) Champ électrique réduit Coefficient de vitesse des ions (m2/s) Coefficient de vitesse des ions (m/s) Coefficient dedediffusion ions (m 2/s) Coefficient diffusion des des ions (m2/s) électrique réduite ChampChamp électrique réduitE/N(Td) E/N (Td) 900 1000 électrique réduite ChampChamp électrique réduit(Td)E/N (Td) 2000 1500 1000 500 0 0 100 200 300 400 500 600 700 800 Champ électrique réduite (Td)E/N (Td) Champ électrique réduit Figure 2.2 : Coefficients de transport électroniques et ioniques. Pour les ions positifs et négatifs, les coefficients de diffusion ainsi que leurs vitesses de dérive sont extraits de [Od-1] en utilisant une interpolation linéaire. La figure 2.2 (c, d) présente l’allure de ces grandeurs en fonction du champ électrique réduit. Le système d'équations décrivant la décharge à barrière diélectrique est maintenant complet: les équations s'appliquant à chaque espèce ainsi que les conditions aux limites associées sont 55 fixées, les coefficients de transport, d'ionisation et d'excitation sont définis en fonction du champ local réduit et ce dernier est calculé par l'intermédiaire de l'équation de Poisson. L'annexe II récapitule l'ensemble des équations pour chaque espèce. Il reste à présent à mettre en œuvre une technique numérique adaptée à la résolution du problème. 2.5.3 Méthodes numériques Les grandes familles de méthodes numériques de résolution d'équations aux dérivées partielles sont au nombre de trois: La méthode des différences finies La méthode des volumes finis La méthode des éléments finis Le logiciel COMSOL Multiphysics basé sur la dernière, a été utilisé pour implémenter le modèle présenté précédemment. COMSOL permet de gérer l'ensemble des étapes de la méthode sans rentrer dans les détails mathématiques, mais bien évidement, il n'affranchit pas l'utilisateur d'une description rigoureuse de la physique du problème. L'accent sera cependant mis sur une technique numérique spécifique à la méthode des éléments finis: la diffusion artificielle. Elle constitue un aspect fondamental de la résolution d'équations à fort flux de dérive. 2.5.3.1 La méthode des éléments finis La méthode des éléments finis a été initialement développée pour l'analyse des structures mécaniques et, plus généralement pour traiter les problèmes de milieux continus déformables. Elle repose sur un formalisme qui la rend très flexible et elle a rapidement été appliquée à d'autres domaines tels que la mécanique des fluides, la thermique, l'électromagnétisme... La méthode des éléments finis repose sur une formulation variationnelle (ou formulation faible) du problème. Considérons un phénomène physique continu, décrit par une fonction u , dont le comportement est régi par un système d'équations aux dérivées partielles associé à des conditions aux limites [Ma-7] tel que: 56 L( u ) f sur le domaine l(u ) f sur la limite (2.63) On définit le résidu comme: R(u) L(u) f (2.64) La méthode des éléments finis utilise dans ce cas une formulation intégrale plutôt que les équations aux dérivées partielles et la solution u est alors celle qui vérifie, pour toute fonction v (appelée fonction poids ou fonction test) l'équation suivante: (2.65) vR (u )d 0 Une intégration par partie est alors opérée sur cette équation, pour ainsi aboutir à la formulation faible du problème. L'objectif est, par la suite, d'approximer la fonction cherchée u par une fonction approchée qui puisse être définie par un nombre fini de paramètres. C'est la base de la discrétisation de la méthode des éléments finis. 2.5.3.2 Stabilisation numérique du modèle Le problème est illustré à partir de la méthode des différences finies, par soucis de clarté. Mais il touche toutes les techniques à partir du moment où elles reposent sur une discrétisation de l'espace. Considérons l'équation de dérive-diffusion des électrons couplée à l'équation de Poisson à une dimension. La discrétisation de l'équation de continuité nécessite la détermination des flux au milieu de l'espace séparant deux nœuds du maillage. Puisque la solution n'est accessible qu'aux nœuds, un schéma d'interpolation doit être choisi. Supposons par exemple une variation linéaire des grandeurs entre deux nœuds. Dans ce cas, le flux qui s'exprime sous la forme: e D en e n e eV prend la forme discrète suivante entre les nœuds i et i 1 : 57 (2.66) i 1 / 2 e n ie1 n ie V i 1 V i i 1 / 2 De ne e x x (2.67) Compte tenu de l'hypothèse de l'évolution linéaire entre deux nœuds du maillage, on peut exprimer la densité des électrons entre les nœuds i et i 1 sous la forme: n ie1 / 2 n ie1 n ie 2 (2.68) En introduisant (2.65) dans (2.64), on obtient: D Vi 1 Vi i De Vi 1 Vi n e (2.69) ei 1 / 2 n ie1 e e e 2x 2x x x S'il se trouve que le flux est nul en un point (conditions aux limites par exemple) alors que le terme lié à la différence de potentiel est très important devant le terme de diffusion, cela conduit à une instabilité de la densité puisqu'on obtient dans ce cas: n ei 1 n ie (2.70) Un certain nombre de solutions ont été mises en œuvre pour pallier à ce problème [Se-2], on peut citer par exemple l'approximation de Scharfetter et Gummel [Sc-1]. Il est également possible d'éviter les instabilités en ajoutant un terme de diffusion à l'équation. Cette technique, appelée viscosité artificielle, est classique dans la résolution par différences finies ou volumes finis mais doit être utilisée avec précaution pour éviter d'obtenir une solution stable mais erronée. La méthode des éléments finis permet d'ajouter un terme de diffusion artificielle, non pas dans l'expression du flux de la solution, mais, grâce à la formulation faible, dans l'expression de la fonction testée. La solution est d'autant moins affectée que le terme de diffusion artificielle n'est ajouté que dans les zones où le flux de dérive est nettement supérieur à celui de diffusion. Il s'applique ainsi selon les lignes de dérive, d'ou son appellation en Anglais: "streamline diffusion". Il est indispensable d'utiliser cette technique dans la modélisation de la DBD. La figure 2.3 présente, avec des valeurs numériques arbitraires, des particules chargées soumises à un flux de dérive-diffusion dans un fort champ électrique sous Comsol Multiphysics. Le flux de particules est défini comme nul aux parois, situées aux points 58 d'abscisse 0 et 1, et on observe la forme caractéristique des oscillations numériques en absence de stabilisation numérique. L'ajout de diffusion artificielle supprime complètement ces oscillations et on observe l'état stationnaire des particules accumulées à la paroi. Densité de charge en régime stationnaire (u.a) Densité (u.a) Densité (u.a) Densité de charge initiale (u.a) Position (u.a) Position (u.a) a) b) Densité (u.a) Densité de charge en régime stationnaire (u.a) Position (u.a) c) Figure. 2.3: Particules chargées soumises à un flux de dérive-diffusion sous un fort champ électrique (et conditions de flux nul aux parois) -a) densité initiale -b) régime stationnaire sans stabilisation numérique -c) régime stationnaire avec "streamline diffusion". L'ensemble du modèle mis en place ainsi que les techniques numériques associées ont été présentés. L'objet du paragraphe suivant est donc de comparer les résultats obtenus avec ceux de la littérature afin de dégager des éléments de validation de notre code. 59 2.6 Résultats du modèle DBD-Xe/Cl2 et discussions La validation physique d’un modèle ne peut s’apprécier qu’à travers la confrontation avec les résultats expérimentaux. Cependant, les conditions expérimentales et la complexité des phénomènes mis en jeu sont souvent telles qu’une comparaison directe entre le modèle et les résultats expérimentaux issus de la littérature scientifique est généralement peu significative. La différence entre notre modèle et le modèle du xénon pur est qu’un halogène de chlore a été ajouté dans le xénon pur, cet ajout entraine des phénomènes physiques plus complexes dans le volume de décharge. Ces complexités sont liées à des réactions chimiques crées pendant la décharge entre atomes de chlore et électrons, ions de xénon, atomes excités de xénon… Pour ces raisons, nous observons non seulement des excimères de xénon, comme dans le modèle du xénon pur, mais aussi des ions négatifs, des excimères du chlore des exciplexes de XeCl * et Xe2Cl* comme indiqué dans le tableau 2.1. En effet, [Bh-1] présente un modèle de dérive diffusion selon des approximations du champ local pour les électrons. La fonction de distribution, les coefficients de transport, les fréquences de collision, d’ionisation, les mobilités et coefficient de diffusion dépendent du champ local. Mais, en raison de la présence d’ion négatif Cl- pendant la décharge, une équation de calcul de la charge négative surfacique supplémentaire a été ajoutée. A partir de cette équation, nous pouvons définir une condition aux limites pour les ions négatifs. Ceci a été décrit dans les paragraphes précédents. 2.6.1 Géométrie du modèle Le modèle du Xe/Cl2 est résolu dans une géométrie correspondant à [Bh-1] et [Od-1], c'est-àdire une décharge homogène entre deux électrodes planes couvertes d’un diélectrique (de permittivité relative égale à 4, ce qui correspond approximativement à un matériau tel que le quartz). Les effets de bord sont négligés pendant la résolution du modèle, le problème peut donc se traiter à une dimension grâce au logiciel COMSOL Multiphysics. La figure 2.4 présente la géométrie de la décharge et le domaine de résolution associé à ce modèle. Ce domaine de résolution pour toutes les espèces considérées dans notre modèle se situe entre les points B et C, ce qui correspond au volume de décharge. Les limites de la zone de décharge sont définies par ces deux points. Pour le potentiel, le domaine de résolution s’étend du point A au point D. Les limites sont constituées des points A, B, C et D. Les électrodes métalliques 60 sont considérées infiniment fines et leur rôle se limite à fixer le potentiel à 0 au point A (connexion à la masse) et la valeur de tension imposée par le générateur de tension au point D. La décharge créée dans le volume du gaz est alimentée par une source de tension idéale, sinusoïdale de fréquence 50kHz avec une amplitude maximale de 8kV. L’espace inter – diélectrique (espace de décharge) est rempli avec un mélange de xénon et de chlore à la pression totale de 5,33.104Pa (400 Torr) et au taux de chlore de 3%. Electrodes métalliques Couches diélectriques vers le générateur de tension Espace de décharge vers la masse x 0.006 0.002 0.008 (dimensions en m) Géométrie considérée dans notre modèle Xe/Cl2 –la surface de décharge est de 10-4m2 Diélectrique 0 A Espace de décharge 2.10-3 B Diélectrique 6.10-3 8.10-3 C D x (m) Domaine de résolution associé à la géométrie Figure 2.4: Géométrie de la décharge et domaine de résolution associé. 2.6.2 Evolution de la tension et du courant de décharge dans le volume La figure 2.5 montre les courbes suivante: Vs ( t ) , la source de tension en sinusoïdale idéale ; VW ( t ) , la tension entre les deux points A et B, comme indiqué sur la figure 2.4 ; VG ( t ) , la tension dans le volume de décharge et le courant de décharge dans une période en régime 61 permanent. La forme d’onde VW ( t ) est semblable à l’onde sinusoïdale VS(t), mais elle subit des variations très fortes aux instants t = 0,14. et t = 1,12 à cause de l’apparition de forts pics de courant de décharge IT (t) . Ensuite, VW ( t ) est en retard de 0,15 par rapport à la tension de source Vs ( t ) . Ce résultat confirme que les barrières diélectriques contribuent au ralentissement de l’évolution de décharge. Au contraire, l’onde de tension VG ( t ) est déformée considérablement, avec deux sauts à l’instant t = 0,14 et t = 1,14, et elle est en avance de 0.28 par rapport à Vs ( t ) . À t correspondant aux pics de la tension VG ( t ) , les pics dans la forme d’onde du courant de décharge IT ( t ) sont liés à la multiplication des électrons qui commence au voisinage de l’anode (les points A, C sur la figure 2.10 et qui ontients maximal à la cathode (voir les points B et D sur la figure 2.10. Le courant de décharge IT ( t) est avance de 0,35 par rapport à la tension Vs ( t ) et 0,17 par rapport à la tension VG ( t ) . Ceci montre clairement que cette décharge est capacitive. En comparant l’évolution de la tension et du courant entre notre modèle pour le mélange Xe/Cl2 au modèle du xénon pur (figure 2.6), nous observons que : des profils similaires pour les tensions Vw ( t ) et VG ( t ) entre les deux modèles, à l’exception d’une différence de phase de pour les Vw ( t ) entre deux modèles 3 des valeurs maximales absolues des pics de Vs ( t ) et VG ( t ) différentes. De plus, au delà des valeurs maximales absolues, des différences de caractéristiques spatialles de décroissance du courant IT (t ) sont observées. Ces différences de phase et des valeurs des pics du courant ainsi que de la forme de décroissance du courant de décharge entre notre modèle et celui du xénon pur sont dues à la présence du chlore dans la décharge. Cette présence de chlore entraine l’augmentation de la densité totale des ions positifs et négatifs dans le volume puisque les ions positifs de Cl + et Cl+2 et les ions négatifs de Cl- ont été crées pendant la décharge selon les réactions indiquées du tableau 2.1. Au contraire, cette augmentation a conduit à l’augmentation de la possibilité de recombinaison entre les ions positifs et négatifs avec les électrons sur la surface des diélectriques. Il en résulte que la multiplication d’électrons à la cathode diminue, comme indiqué dans la figure 2.10. 62 Les évolutions spatiales du potentiel à t=0.5, ,1.5 et 2 sont présentées sur la figure 2.7. Les chutes de tension à la barrière du côté de l’électrode liée à la masse et de la haute tension sont égales pour tous les phases. Figure 2.5 : Variation temporelle de la source de tension Vs(t), tension dans le volume de décharge VG(t), tension entre les barrières diélectriques Vw(t) et le courant total de décharge IT(t) à f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. Figure 2.6 : Variation temporelle de la source de tension vs(t), tension dans le volume de décharge vG(t), tension entre les barrières diélectriques v w(t) et le courant total de décharge iT(t) à f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, Vs = 8kV, dans le cas du modèle de xénon pur. 63 Potentiel (V) Potentiel (V) 8000 8000 Volume de décharge Barrière Barrière 4000 4000 A 0 B D A 0 B C C -4000 -4000 -8000 -8000 0 2 6 0 8 2 8 L.10-3(m) Potentiel (V) 8000 8000 4000 4000 C A D 0 A B -4000 -4000 -8000 -8000 -6000 2 D C B 0 6 L.10 -3(m) Potentiel (V) 0 D 6 0 8 2 6 L.10-3(m) 8 L.10-3(m) Figure 2.7 : Distributions de potentiel entre les électrodes pour t = 0.5, t = , t = 1.5, t = 2. D’ici les lignes verticales à z = 0.2cm et 0.6cm représentent les barrières diélectriques, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. 64 2.6.3 Evolution temporelle de la densité de charge à la surface des diélectriques Les variations temporelles des densités de charge du côté de la terre Q G(t) et du côté de l’électrode haute tension QP(t) sont présentées sur la figure 2.8. Elles ont les même profils à l’exception d’une différence de phase égale à . Elles sont polarisées négativement puisque la somme des vitesses de dérive des électrons et des ions négatifs est supérieure à celle des ions positifs. Pour une fréquence de 50kHz, les ions positifs et négatifs peuvent traverser l’espace de décharge pendant une demi-période (10s), alors que la différence est faible (autour de 0.37nC cm-2 en moyenne). Charge surfacique (nC cm-2) et Champ électrique(kV/cm) 6 4 B C D A x 10 E QP(t) QG(t) 3 2 EG(t) 1 0 -1 -2 -3 -4 -5 06 6.5 7 Pi 7.5 8 2.Pi 8.5 9 3.Pi 9.5 10 10.5 4.Pi t-5 (rad) x 10 Figure 2.8 : Variation temporelle de la charge surfacique électrique accumulée à la surface de barrière du côté de terre QG(t) et à la surface de barrière du côté de puissance avec le champ électrique EG(t) à z = 0,2cm, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. Une période de la variation de QG(t) et QP(t) peut être divisée en 5 phases, de A à E, et les caractéristiques dans chaque phase sont expliquées comme suit. Pour des raisons de symétrie, les discussions se concentrent sur le cas de QG(t). Pendant la phase A (de 0 à 0,15) les électrons au voisinage de la barrière commencent à se déplacer vers le volume de la décharge en raison de la polarité du champ électrique E G(t) < 0. 65 Pourtant les électrons s’accumulent encore sur la barrière à cause du flux de diffusion arrière. QG(t) augmente lentement dans le côté négatif en ce moment-là. Pendant la phase B (0,16 à 0,95), QG(t) change de polarité de négative à positive dès lors que les ions positifs produits par la multiplication d’électrons se ruent vers la surface de la barrière comme le montre la figure 2.10). Pendant la phase C (de 0,96 à 1,11), la densité d’électrons au voisinage de la barrière devient complètement égale à zéro (voir la figure 2.9) puisque les électrons se déplacent vers le volume de décharge. A ce moment-là, les ions positifs continuent à se déplacer vers la barrière du coté de la haute tension et atteignent la barrière. Par conséquent, Q G(t) augmente lentement. Pendant la phase D (de 1,12 à 1,15), QG(t) diminue fortement puisque le flux d’électrons issus de la barrière dû au champ électrique EG(t) > 0 est important. Finalement, pendant la période E (de 1,16 à 1,91), QG(t) continue à diminuer et devient négatif puisque le flux d’électrons de la barrière est significatif à cause de EG(t) > 0. Charges surfaciques et champ électrique (unités en légende) Grandeurs de surface 6 QP (nC.cm-2) QG (nC.cm-2) 4 EG (kV.cm-1) 2 0 -2 -4 -6 0 Pi 2.Pi 3.Pi 4.Pi t (rad) Figure 2.9 : Variation temporelle de la charge surfacique électrique accumulée à la surface de barrière du côté de terre QG(t) et à la surface de barrière du côté haute tension et le champ électrique EG(t) à z = 0,2cm (xénon pur). 66 Par comparaison des évolutions de la charge surfacique QG(t) et QP(t) sur les figures 2.8 et 2.9, entre la décharge Xe/Cl2 et Xe pur, nous avons observé les mêmes profils à l’exception d’une différence de phase de et de l’amplitude des pics 3 2.6.4 Evolution temporelle et spatiale du plasma de décharge La figure 2.10 montre que les deux pics de ne(z,t) indiqué par B et D apparaissent à proximité de la cathode à chaque demi-période en raison de la multiplication des électrons dont la localisation est définies par la polarité VG(t) montrée sur la figure 2.5. Pourtant ces deux pics maximaux n’atteignent pas la surface de la barrière à cause de la gaine cathodique qui se forme par les ions positifs et négatifs (voir les figures 2.12 et 2.13). Les valeurs maximales des pics ont pour valeurs de 1,46.1018m-3 au point B et de 1,9.10-18 m-3 au point D. Les valeurs en moyenne temporelle de la densité électronique dans la région de l’espace de décharge sont sensiblement constantes (z = 3mm, 4mm et 5mm) et atteignent les valeurs suivantes: 4,6.10 16 m-3, 2,4.1016 m-3 et 4,6.1016 m-3 respectivement. Densité électronique (m-3) D B x1018 2 1.5 1 A C t (rad) 0.5 Position (m) 4 2 4.10-3 6.10-3 0 Figure 2.10: Evolution de la densité électronique, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. 67 D C densité électronique (m-3) x1018 A t (rad) 4 3 1 4 position (m) 6.10-3 2 0 2.10-3 B densité électronique (m-3) Figure 2.11 : Evolution de la densité électronique selon le modèle du xénon pur [Bh-1]. En comparant les décharges Xe pur (figure 2.11) et Xe/Cl2, nous constatons que: Les deux décharges présentent les mêmes profils d’évolution de la densité électronique. Leurs pics de densité électronique se produisent à chaque demipériode et sont légèrement distants de la surface du diélectrique et aussi suivis d’une décroissance le long du volume de décharge. Les pics de densité électronique dans le modèle du Xe/Cl2 sont plus faibles que celle du modèle de xénon pur. Cette différence s’explique par l’augmentation des pertes d’énergies liées aux réactions chimiques avec le chlore et ses ions. En raison de la présence des ions négatifs crées pendant la décharge, le pic ne(z,t) dans le cas du mélange Xe/Cl2 diminue et se déplace vers le côté de l’anode (voir les points A, C sur la figure 2.10). Au contraire, dans le cas du xénon pur, cette décroissance s’arrête au milieu de volume de décharge (voir les points A, C sur la figure 2.11) Les figures 2.12 et 2.13 présentent une comparaison entre l’évolution des densités ioniques, c'est-à-dire la somme des contributions des ions atomiques Xe+, Cl+ et des ions moléculaires Xe+2, Cl+2. Ici les pics n ( z , t ) sont également présents du côté de la cathode à chaque demipériode. Au-delà des valeurs maximales absolues différentes (pour les mêmes raisons que celles mentionnées pour les électrons), les pics n ( z , t ) apparaissent légèrement plus tôt que ceux des électrons. Les pics de n ( z , t ) se déplacent vers la barrière du côté de la haute 68 tension et finalement atteignent la barrière différemment par rapport à ne(z,t). Par conséquent, ces pics contribuent de manière significative à charger positivement la surface de la barrière par des ions (voir QP(t) de t = 1,15 à t = 1,9 sur la figure 2.8). En comparaison avec l’évolution de n ( z , t ) (voir la figure 2.13) dans le cas du xénon pur, nous constatons que les pics n ( z , t ) dans le Xe/Cl2 se déplacent jusqu’à la barrière du côté de la haute tension (voir les points A, C sur la figure 2.12). Au contraire, ceux dans le modèle du xénon pur s’arrêtent au milieu du volume de décharge (voir les points A, C sur la figure 2.13). Densité ionique positive (m-3) x1018 4 D 3 B 2 C A 1 t (rad) Position (m) 4 6.10-3 2 4.10-3 0 Figure 2.12: Evolution de la densité totale des ions positifs dans le volume de décharge, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. 69 D B C densité ionique (m-3) x1018 4 A 3 2 1 4 t (rad) position (m) 6.10-3 2 0 2.10-3 densité ionique (m-3) Figure 2.13: Evolution de la densité totale des ions positifs dans le volume de décharge selon le modèle du xénon pur [Bh-1]. Densité ionique négative (m-3) x1018 3 2 1 t (rad) Position (m) 4 6.10-3 2 4.10-3 0 Figure 2.14 : Evolution de la densité totale des ions négatifs dans le volume de décharge, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. 70 Pour les ions négatifs (Cl-), la figure 2.14 montre que le nCl ( z , t ) présente un même profil que n ( z , t ) . Les pics de n-(z,t) apparaissent également plus tôt que ceux des électrons. Ces pics se déplacement aussi vers la barrière du côté de la haute tension et les valeurs de la densité n ( z , t ) et n+ (z,t) atteignant la surface sont un peu différentes, 7,8.10 16 m-3 pour n ( z , t ) et 7,5.1016 m-3 pour n ( z , t ) . Champ électrique (V.m-1) x106 4 2 0 -2 t (rad) Position (m) 4 2 4.10-3 0 6.10-3 Figure 2.15: Evolution temporelle et spatiale de l’intensité du champ électrique, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. La figure 2.15 montre le champ électrique E(z,t) à la barrière diélectrique qui varie entre 4,46kV.cm-1. La formation de la gaine du côté de la masse s’explique par le mouvement de charges positives et négatives formées dans la décharge. Les figures 2.16 et 2.17 montre une comparaison entre l’évolution de la densité d’atomes métastables Xe*Met. Le Xe*Met se produit non seulement dans la gaine du côté de la cathode mais aussi dans la région du volume de décharge dans une période de 1s. Le Xe*Met commence à se former à proximité de la gaine à t = 0.114 (B) et 1.08 (D), à cause de la multiplication des électrons. A ces phases, le Xe*Met augmente pendant 1s partout dans le volume de décharge et des pics de Xe*Met apparaissent dans la gaine cathodique. Ensuite, nXe*(z,t) diminue rapidement puisque le Xe*Met réagit pour former du Xe* 2 ( 3 u ) par une réaction mentionnée dans le tableau 2.1. 71 Densité d’atomes métastable Xe*(m-3) x1018 B 8 D 6 A 4 C 2 Position (m) t (rad) 6.10-3 4 4.10-3 2 0 Figure 2.16: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’atomes de xénon à l’état métastable Xe*Met, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. densité d'atomes métastables (m-3) x1019 6 4 t (rad) 2 4 position (m) 6.10-3 2 0 2.10-3 densité d'atomes métastables (m-3) Figure 2.17: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’atomes de xénon à l’état métastable Xe*Met, dans le modèle du xénon pur [Bh-1]. 72 La figure 2.18 montre que le Cl2 * présente un profil similaire au cas de ne ( z , t ) pour les mêmes raisons que celles mentionnées pour les électrons ci-dessus. Densité d’excimères Cl2*(m-3) x1018 2 1.5 1 0.5 Position (m) t (rad) 4 6.10-3 2 4.10 -3 0 Figure 2.18: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’excimère Cl*2, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. La figure 2.19 montre que le Xe * 2 ( 3 u ) présente un profil similaire à celui de n Xe* Met ( z, t ) . Le Xe * 2 ( 3 u ) se produit à la fois à proximité de la cathode et dans la région de volume de décharge à t = 0.14 (B) et 1.12 (D) dans une période. Les pics de Xe * 2 ( 3 u ) ont une amplitude de l’ordre de 1018 m-3. Cette valeur est comparable à celle de n Xe* Met ( z, t ) . En comparant l’évolution de Xe * 2 ( 3 u ) sur les figures 2.19 et 2.20 entre la décharge Xe/Cl2 et la décharge xénon pur, nous constatons que : Les pics de la densité Xe* 2 ( 3 u ) dans les deux cas sont toujours du côté de la cathode mais leurs amplitudes sont significativement différentes. Cette différence est liée à la présence du chlore dans la décharge et aussi à la diminution de la pression partielle du xénon. Les pics Xe * 2 ( 3 u ) dans les deux cas se déplacent vers le côté de barrière de coté haute tension et finalement atteignent la barrière, pourtant leurs amplitudes sont 73 différentes. Cette différence est due aux différences de la propagation de l’avalanche électronique. Densité d’excimères 3 u (m-3) x1018 6 D B 4 A C 2 Position (m) t (rad) 6.10-3 4 4.10-3 2 0 Figure 2.19: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’excimère Xe* 2 ( 3 u ) , f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. densité d'excimères 3 + (m-3) u x1019 6 4 t (rad) 2 4 position (m) 6.10-3 2 0 2.10-3 densité d'excimères 3 + u (m-3) Figure 2.20: Evolution temporelle et spatiale de la densité d’excimère ( Xe * 2 ( 3 u ) selon le modèle du xénon pur [Bh-1]. 74 Densité exciplexes XeCl*(m-3) x1019 6 4 2 Position (m) t (rad) 4 6.10-3 2 -3 4.10 0 Figure 2.21 : Evolution temporelle et spatiale de la densité d’exciplexe XeCl*, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. Densité exciplexes Xe2Cl* (m-3) x1019 6 4 2 t (rad) Position (m) 4 6.10-3 2 -3 4.10 0 Figure 2.22 : Evolution temporelle et spatiale de la densité d’exciplexe Xe2Cl*, f = 50kHz, p (Xe/Cl2) = 400Torr, taux de chlore =3%, Vs = 8kV. Les figures 2.21 et 2.22 présentent l’évolution de la densité des exciplexes XeCl* et Xe2Cl*. Elles ont des profils semblables à celle de la densité électronique ne ( z , t ) . Les XeCl* et Xe2Cl* 75 sont principalement produits à proximité de la cathode à t = 0,12 et t =1,14 pour XeCl* et t = 0,12 et t = 1,15 pour le Xe2Cl*. Les pics de XeCl* et Xe2Cl* grandissent jusqu’à une amplitude de l’ordre de 1020 m-3 et 1019 m-3 respectivement. Ces valeurs sont comparables aux densités des excimères Cl*2 et Xe * 2 ( 3 u ) En comparant l’amplitude maximale de la densité entre les excimères Cl *2, Xe* 2 ( 3 u ) et les exciplexes XeCl* et Xe2Cl* considérés dans notre modèle, nous constatons que la densité d’exciplexe XeCl* est 1.5 fois supérieure à celle de l’exciplexe Xe*2Cl , 21 fois supérieure à celle d’excimère Xe* 2 ( 3 u ) et 32 fois supérieure à celle de la molécule excité Cl*2. Notons que l’efficacité d’émission d’UV d’une lampe DBD dans le mélange xénon/chlore est conditionnée par l’émission d’exciplexes XeCl*. Dans le prochain chapitre, nous allons mettre en évidence l’influence des différents modes d’alimentations à l’émission UV de la lampe. 76 Conclusion Dans ce chapitre, nous avons présenté un modèle physique d’une décharge à barrière diélectrique ainsi que sa mise en œuvre. Ce modèle nous permet de décrire le comportement et l’évolution de toutes les espèces considérées dans un mélange xénon/chlore. Le système d’équations de notre modèle de dérive diffusion est construit sur la base de l’équation de Poisson couplée à autant d’équations de continuité que d’espèces considérées, dans l’approximation du champ local. La différence entre notre modèle Xe/Cl2 et le modèle dédié au xénon pur développé dans notre groupe de recherche concerne la prise en compte des exciplexes XeCl* et Xe2Cl*. Notre approche d’adsorption/désorption explique l’émission d’électrons à la cathode sans qu’ils soient puisés dans le diélectrique. La différence fondamentale est que l’émission secondaire produit un flux d’électrons permanent (si le flux des ions positifs et négatifs bombardant la surface est permanent) alors que la désorption relaxe des électrons de surface vers le plasma jusqu’à leur épuisement. Le coefficient de désorption, aujourd’hui constant et empirique, pourra faire l’objet de développements ultérieurs dans la mesure où il est probablement à relier à des paramètres tels que la température du diélectrique, le bombardement ionique etc. Les résultats obtenus montrent l’évolution spatio-temporelle des exciplexes XeCl* et Xe2Cl* pendant la décharge, qui est prépondérant par rapport aux molécules excitées Cl2* et aux excimères Xe* 2 ( 3 u ) . Ces résultats ont également été comparés avec les résultats du modèle de xénon pur existant. 77 Bibliographie [Ak-1] “Modelling of the initiation and development of a filamentary discharge in XeCl excimer lasers”, H. Akashi, Y. Sakai, N. Takahashi and T. Sasaki, J.Phys.D : Appl.Phys.32, 2861-2870, 1999. [Bh-1] “Influence du mode d’alimentation sur la production d’UV d’une DBD lampe”, S. Bhosle, Thèse de l’Université Paul Sabatier, Toulouse III, 2005. [Bi-2] "Fundamentals of plasma physics", J. A. Bittencourt, Pergamon Press, 1986. [Bo-1] "Two-dimensional model of a capacitively coupled rf discharge and comparisons with experiments in the Gaseous Electronics reference reactor", J. P. Boeuf, L. C. Pitchford, Phys. Ref. E 51(2), 1376-1390, 1995. [Bo-2] The Siglo Database,CPAT and Kinema Software, 1995. [Ca-1] "Computer Modelling of a short-pulse excited dielectric barrier discharge xenon excimer lamp (172nm)", R. J. Carman, R. P. Mildren, J. Phys. D: Appl. Phys. 36 (2003)19-33. 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Ce phénomène, connu sous le nom d’emprisonnement, doit être considéré en même temps que d’autres tels que l’élargissement des raies ou bien même la géométrie du plasma. Un certain nombre de théories ont été développées [Mo-1] qui conduisent à des formalismes qui permettent de traiter le sujet. Dans le chapitre précédent, nous avons développé un modèle décrivant une excilampe pour un mélange xénon/chlore. Ce modèle nous permet d’accéder directement au rayonnement des excimères de Xe*2 et Cl*2 et des exciplexes de XeCl* et Xe2Cl* en considérant qu’au temps t et en un point x, le flux total de photon émis dans toutes les directions par les excimères et les exciplexes sont les suivants : (x,t) = Ki*ni(Excimère ou Exciplexe) (3.1) Où : Ki : Taux d’émission nette défini sur la figure 2.1 et rappelé en annexe I ni: Densité d’un excimère ou d’une exciplexe. L’expression 3.1 montre que le rayonnement est gouverné par l’évolution spatiale et temporelle d’une molécule ou plusieurs molécules. Leurs densités sont liées aux échanges complexes qui se produisent au gré des collisions entre les diverses espèces du plasma au cours de la décharge. L’énergie fournie par le générateur électrique alimentant la décharge est véhiculée essentiellement par les électrons qui sont accélérés dans le champ électrique et qui la transmettent aux autres espèces par collisions élastiques et inélastiques. Le mode d’alimentation joue donc un rôle essentiel dans la distribution de l’énergie entre l’ensemble des particules et il conditionne par conséquent les canaux de transfert d’énergie dont certains sont plus favorables à la production d’excimères ou d’exciplexes que d’autres. 80 Pour mieux comprendre le rôle important du mode d’alimentation sur la production d’UV par une excilampe, dans cette partie, nous allons déterminer l’efficacité de l’émission UV d’une excilampe dans un mélange de xénon/chlore soumis aux trois modes d’alimentations différents suivants: source de tension sinusoïdale, source de tension impulsionnelle et source de courant pulsé. D’un autre côté, nous allons aussi étudier pour la simulation des variations du taux de chlore et de la pression totale dans le mélange pour évaluer l’efficacité de l’émission par l’excilampe. Ces résultats obtenus seront confrontés aux résultats expérimentaux dans le dernier chapitre. 3.1 Exploitation du modèle Dans différentes conditions d’alimentation, le modèle développé au chapitre 2 nous permet de calculer des puissances instantanées rayonnées à 172nm, 308nm, 490nm ainsi que les puissances électriques instantanées, respectivement sous les formes suivantes : L P308 (t ) Shv308 308 ( x, t )dx (3.2) 0 L P490 (t ) Shv490 490 ( x, t )dx (3.3) 0 L P172 (t ) Shv172 172 ( x, t )dx (3.4) Pelec (t ) SVD (t ) jT (t ) (3.5) 0 Avec : h : Constante de Planck (6.626.10 -34J.s) i : Fréquence d’un photon à 172nm (1.74.10 15Hz), à 308nm (9,74.1014Hz) et à 490nm (2,04.1014Hz) S : Section de la décharge (10-4m2) VD : Potentiel au point D (figure 2.4) correspond à la tension fournie par le générateur. JT : Densité de courant total En moyennant ces puissances dans le temps, des efficacités 172, 308, 490 des émissions du rayonnement des excimères et des exciplexes peuvent être définies selon la formule : 81 P (t )dt i i T P elec (3.6) (t ) dt T Avec : T : Période de l’alimentation Compte tenu de la définition choisie pour le rendement en termes de rayonnement, cette grandeur est sans unités. 3.2 Régime sinuisoïdal La décharge modélisée dans ce paragraphe présente la même géométrie que celle décrite au chapitre 2, sur la figure 2.4. Pour étudier l’influence de l’alimentation sinuisoïdale sur l’émission d’UV par une DBD excilampe xénon/chlore, nous avons étudié l’influence des trois paramètres suivants : Pression totale du mélange. Taux de chlore dans le mélange gazeux. Fréquence de l’alimentation. Dans ces trois cas, l’amplitude maximale de l’alimentation est de 8kV. 3.2.1 Influence de la pression totale du mélange Pour étudier l’influence de la pression totale du mélange de xénon et de chlore sur la production d’UV, on a fixé le taux du mélange à 3% de chlore (ceci a été choisi au hasard). La pression totale du mélange varie dans une gamme de 233mbar (175Torr) à 665mbar (500Torr). Ici la valeur inférieure est limitée par une tension électrique minimale pour une certaine distance entre les électrodes à une pression donnée, permettant au courant électrique de se décharger dans le gaz et la valeur supérieure est limitée par la tension de l’alimentation appliquée aux électrodes. 82 0.45 3 0.4 2.5 2 Puissance Puissance Puissance Puissance 1.5 moyenne moyenne moyenne moyenne 0.3 consommée rayonnée à 172nm rayonnée à 308nm rayonnée à 490nm Efficacité Efficacité Puissance (W) Puissance (W) 0.35 1 0.25 Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.2 0.15 0.1 0.5 0.05 0 150 200 250 300 350 Pression (Torr) 400 450 0 150 500 200 250 300 Pression (Torr) 18 7 6 Densité maximale XeCl*(m-3) 8 5 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 7 p=170Torr,t=9.94e-5s p=175Torr,t=9.96e-5s p=180Torr,t=9.95e-5s p=185Torr,t=9.95e-5s p=200Torr,t=9.98e-5s p=400Torr,t=8.13e-5s p=500Torr,t=8.25e-5s 9 Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2 *(m-3 ) Densité d'excimère Xe2* x 10 x 10 19 5 4 3 2 1 0 6 2 2.5 3 3.5 3 2 1 0 5 5.5 6 x 10 -3 V= 8kV, f= 50kHz, P=400 (Torr), Cl2 = 3% p=170Torr,t=9.93e-5s p=175Torr,t=9.93e-5s p=180Torr,t=9.93e-5s p=185Torr,t=9.93e-5s p=200Torr,t=9.96e-5s p=400Torr,t=8.12e-5s p=500Torr,t=8.24e-5s 4 4.5 d) Densité d'exciplexes Xe2Cl* 5 4 Position (m) Position (m) x 10 Tension, densité de courant et puissance Tension, Densité de courant et Puissances Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2 Cl*(m-3) 19 500 p=170Torr,t=9.93e-5s p=175Torr,t=9.93e-5s p=180Torr,t=9.93e-5s p=185Torr,t=9.93e-5s p=200Torr,t=9.96e-5s p=400Torr,t=8.12e-5s p=500Torr,t=8.24e-5s 6 c) x 10 450 Densité d'exciplexes XeCl* -3 Position (m) 6 400 b) a) 10 350 Pression (Torr) Pression (Torr) :V/160 (V) : J/5 (mA/cm2) : 2.5*P à 308nm (W) : 5.5*P à 490nm (W) 40 30 20 10 0 -10 -20 -30 -40 -50 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) 5 5.5 6.5 6 x 10 7 7.5 8 Temps (s) Temps (s) -3 8.5 9 9.5 -5 x 10 f) e) Figure 3.1 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction de la pression totale (b), densités maximales des exciplèxes de Xe*2, XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d, e), f= 50kHz, taux du mélange Cl2 : 3% de chlore, pression totale de 226mbar (170Torr) à 665mbar (500Torr). 83 Les figures 3.1 (a) montrent la dépendance de la puissance électrique moyenne consommée et du pic de puissance rayonnée à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale. Le pic maximal de la puissance d’UV à 308nm est de 1,2W pour un mélange de Xe/Cl2 dont la pression totale est égale à 239.4mbar (180Torr). Si celle-ci est supérieure ou inférieure à cette pression optimale, on est loin de la puissance d’UV maximale. Pression total (Torr) Rendement 175 180 185 200 300 400 500 172 0.3081 0.3062 0.3094 0.3121 0.2919 0.3705 0.2781 308 0.4482 0.4496 0.4172 0.3791 0.3625 0.1316 0.0853 490 0.0343 0.0313 0.0342 0.0351 0.0314 0.0270 0.0205 Tableau 3.1 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale à f = 50kHz, taux de chlore = 3% et V = 8kV. Cette figure nous montre aussi que si la pression totale augmente, les puissances électriques consommées par la lampe et les puissances rayonnées à 172nm et 490nm augmentent peu. Cependant, la puissance rayonnée à 308nm augmente lorsque la pression totale varie de 233mbar (175Torr) à 239.4mbar (180Torr) et puis diminue lorsque la pression totale continue à augmenter au-delà de la valeur de 239.4mbar (180Torr) comme le montre tableau 3.1. En connaissant la puissance électrique consommée et les puissances rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm, on peut déterminer l’efficacité d’émission de la lampe, comme le montre la figure 3.1(b). Cette figure montre que si la pression totale augmente, l’efficacité de la lampe diminue. Donc, on peut dire encore que l’augmentation de la pression totale dans la lampe peut réduire l’efficacité de l’excilampe. Les figures 3.1 (d, e) nous montrent clairement des changements de la densité maximale des exciplèxes XeCl* et Xe2Cl* et des excimères Xe *2 lorque l’on change la pression totale. Ici, la densité de XeCl* obtenue est maximale à la pression de 239.4mbar (180Torr), pour (500Torr) et pour la densité de Xe*2 la densité de Xe2Cl à la pression de 665mbar à une pression de 665mbar (500Torr) La figure 3.1 (f) présente la dépendance de la tension appliquée aux électrodes, du courant de la lampe et des puissances rayonnées à 308nm et 490nm en fonction du temps sur deux périodes. On trouve que le rayonnement se produit pendant qu’il y a circulation du courant 84 dans la lampe. Lorsque le courant est maximal, les puissances rayonnées UV à 308nm et 490nm sont aussi maximales. 3.2.2 Influence du taux de chlore dans le mélange gazeux 0.7 3 Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.6 2.5 1.5 Efficacité Efficacité Puissance (W) Puissance (W) 0.5 Puissance moyenne consommée Puissance moyenne rayonnée à 172nm Puissance moyenne rayonnée à 308nm Puissance moyenne rayonnée à 490nm 2 0.4 0.3 1 0.2 0.5 0.1 0 0 1 2 3 4 5 6 Taux du mélange Xe/Cl2 (%) 7 8 1 2 3 9 4 18 Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 6 Densité maximale XeCl*(m-3) 7 5 4 3 2 1 3 3.5 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Position (m) 4 x 10 5 9 4 3 2 1 2 2.5 3 3.5 x 10 19 d) Densité d'exciplexes Xe2Cl* 3 2.5 2 1.5 1 0.5 2.5 3 4 3.5 4.5 Position (m) Position (m) -3 Xe:Cl2=91:9,t=6.06e-5s Xe:Cl2=93:7,t=6.06e-5s Xe:Cl2=94:6,t=6.06e-5s Xe:Cl2=96:4,t=6.06e-5s Xe:Cl2=97:3,t=6.06e-5s Xe:Cl2=98:2,t=6.06e-5s Xe:Cl2=99:1,t=6.06e-5s 2 8 Xe:Cl2=91:9,t=6.06e-5s Xe:Cl2=93:7,t=6.06e-5s Xe:Cl2=94:6,t=6.06e-5s Xe:Cl2=96:4,t=6.06e-5s Xe:Cl2=97:3,t=6.06e-5s Xe:Cl2=98:2,t=6.06e-5s Xe:Cl2=99:1,t=6.06e-5s 6 3.5 0 7 Densité d'exciplexes XeCl* c) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 2.5 Densité maximale Xe2Cl*(m-3) 2 19 6 0 0 x 10 7 Xe:Cl2=91:9,t=6.08e-5s Xe:Cl2=93:7,t=6.08e-5s Xe:Cl2=94:6,t=6.08e-5s Xe:Cl2=96:4,t=6.08e-5s Xe:Cl2=97:3,t=6.08e-5s Xe:Cl2=98:2,t=6.08e-5s Xe:Cl2=99:1,t=6.08e-5s 8 Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2* (m-3) Densité d'excimère Xe2* x 10 6 b) a) 9 5 Taux du mélange Xe/Cl2 (%) Taux de chlore (%) Taux de chlore (%) 4 4.5 Position (m) Position (m) e) 85 5 5.5 6 -3 x 10 5 5.5 6 x 10 -3 Figure 3.2 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction de la fréquence d’alimentation (b), densités maximales des exciplèxes de Xe *2, XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d, e), f= 50kHz, pression totale de 239.4mbar (180Torr), différents taux du mélange entre Xe:Cl2 Pour réaliser cette étude, on a fixé la pression totale à 239.4mbar (180Torr) dans la lampe. Cette valeur est basée sur les résultats obtenus au dessus. On change le taux de chlore dans le mélange, dans une gamme de 1% à 9%. La figure 3.2 (a) nous montre la puissance électrique consommée et les puissances rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de mélange entre Xe/Cl2. Les puissances rayonées à 172nm, 308nm et 490nm ont tendance d’augmenter avec la diminution du taux de chlore dans le mélange. Cette diminution du chlore entraîne l’augmentation de la formation d’exciplexes Xe2Cl*. Taux de chlore (%) 9 8 7 6 4 3 2 1 172 0.1960 0.2083 0.2271 0.2484 0.2922 0.3062 0.3592 0.4255 308 0.3543 0.3802 0.3950 0.4020 0.4327 0.4496 0.4536 0.5862 490 0.0106 0.0104 0.0130 0.017 0.0251 0.0313 0.0542 0.1162 Rendement Tableau 3.2 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de chlore à p = 180Torr, f = 50kHz et V = 8kV. La figure 3.2 (b) et le tableau 3.2 nous montre les efficacités d’émission à 172 nm, 308nm et 490nm. L’efficacité maximale du rayonnement UV à 308nm est obtenue à un taux de chlore de 1%. 3.2.3 Influence de la fréquence de l’alimentation La gamme de fréquence est variable dans une plage correspondant à nos possibilités de vérifications expérimentales : de 50kHz à 250kHz. Les puissances moyennes consommées, les puissances moyennes rayonnées et les efficacités d’émission d’UV des espèces de Xe *2, XeCl* et Xe2Cl*, respectivement 172, 308 et 490, pour une pression totale de 239.4mbar 86 (180Torr) et un taux de chlore dans le mélange de gazeux de 3% sont présentés sur les figures 3.3. Les efficacités calculées en fonction de la fréquence sont quasiment les mêmes que celles obtenues par [Zh-2], [Pa-2], [Sc-2] et [Ta-1]. En comparant les efficacités 172, 308 et 490 dans le tableau 3.3, on observe que 308 est plus élevé que les 172, 490. Les résultats obtenus sont complètement en accord avec les résultats expérimentaux déjà réalisés par plusieurs auteurs [Zh-2], [Zh-3] et [As-1]. Fréquence (kHz) 50 100 150 200 250 172 0.3187 0.3694 0.3930 0.3912 0.3987 308 0.4496 0.4694 0.4920 0.5008 0.6090 490 0.0352 0.0386 0.0391 0.0457 0.0452 Rendement Tableau 3.3 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la fréquence à p = 180Torr, taux de mélange = 3% et V = 8kV. Les figures 3.3 (c, d, e) montrent les distributions spatiales de la densité maximale des excimères et des exciplexes Xe*2, XeCl* et Xe2Cl* dans le volume de la décharge, à l’instant t où le courant obtenu est maximal. On observe que les formations d’excimères et d’exciplexes augmentent avec une augmentation de la fréquence d’alimentation et sont localisées à proximité de la surface du diélectrique. 87 14 0.7 Puissance moyenne consommée Puissance moyenne rayonnée à 172nm Puissance moyenne rayonnée à 308nm Puissance moyenne rayonnée à 490nm 12 0.5 Efficacité 8 Efficacité Puissance (W) 10 Puissance (W) Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.6 6 0.4 0.3 4 0.2 2 0.1 0 50 100 150 Fréquence (kHz 200 0 50 250 100 150 a) 18 5 Densité maximale XeCl* (m-3) 6 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Densisté d'exciplexes Xe2Cl* x 10 4.5 f=50kHz, t=9.93e-5s f=100kHz,t=4.98e-5s f=150kHz,t=4e-5s f=200kHz,t=2.46e-5s f=250kHz,t=2e-5s Densité d'exciplexes moyennées dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2*(m-3) Densité d'excimeres moyennées dans le temps (1/m3) 7 250 b) 19 Densisté d'excimeres Xe2* x 10 200 Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) f=50kHz, t=9.92e-5s f=100kHz,t=4.97e-5s f=150kHz,t=3.99e-5s f=200kHz,t=2.45e-5s f=250kHz,t=1.99e-5s 4 3.5 3 2.5 2 1.5 1 0.5 0 6 2 2.5 3 3.5 Position (m) 4 4.5 5 Position (m) Position (m) -3 x 10 c) 5.5 6 -3 x 10 d) 19 Densité maximale Xe2Cl*(m-3) Densité d'exciplexes moyennées dans le temps (1/m3) 16 Densisté d'exciplexes XeCl* x 10 f=50kHz, t=9.92e-5s f=100kHz,t=4.97e-5s f=150kHz,t=3.99e-5s f=200kHz,t=2.45e-5s f=250kHz,t=1.99e-5s 14 12 10 8 6 4 2 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) 5 5.5 6 -3 x 10 e) Figure 3.3 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction de la fréquence d’alimentation (b), densités maximales des excimères et des exciplexes de Xe*2, XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d, e), à la pression totale de 239.4mbar (180Torr), taux du mélange: Xe/Cl2=97:3 (%) de chlore. 88 3.3 Régime de source de tension impulsionnelle 3.3.1 Influence du rapport cyclique Dans notre modèle, la source de tension sinusoïdale est maintenant remplacée par une source de tension impulsionnelle selon une forme d’onde présentée sur la figure 3.4. Un rapport cylique est défini de la façon suivante : 2 1 (3.6) Tension (V) 8kV 1s 1 1s 0 1s 1 1s 0 -8kV 20s Figure 3.4 : Tension impulsionnelle appliquée à la DBD Les figures 3.5 (a, b) présentent les puissances absorbées et rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm pour une fréquence constante de 50kHz ainsi que leurs rendements pour les valeurs suivantes du rapport cyclique : 10% ( 1 1s; 0 7 s ) = 20% (1=2s, 0=6s) 30% ( 1 3s; 0 5s) 40% ( 1 4 s; 0 4s) = 50% (1=5s, 0=3s) = 60% (1=6s, 0=2s) = 70% (1=7s, 0=1s) 89 3.5 0.9 0.8 3 0.7 Efficacité à 172nm 2.5 Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm Efficacité 2 Efficacité Puissance (W) Puissance (W) 0.6 1.5 1 Puissance moyenne Puissance moyenne Puissance moyenne Puissance moyenne 0.5 0 10 20 30 40 consommée rayonnée à 172nm rayonnée à 308nm rayonnée à 490nm 50 60 70 0.5 0.4 0.3 0.2 0.1 0 10 80 20 30 Rapport cyclique (%) Rapport cyclique (%) 40 a) x 10 18 Densisté d'excimeres Xe2* 12 Densité maximale XeCl*(m-3) 14 10 8 6 4 2 2 x 10 2 1micros,t=8.08e-5s 2micros,t=8.08e-5s 3micros,t=8.08e-5s 4micros,t=8.08e-5s 5micros,t=8.08e-5s 6micros,t=8.08e-5s 7micros,t=8.08e-5s 16 0 2.5 3 3.5 60 70 80 b) Densité d'exciplexes moyennées dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2*(m-3) Densité d'excimeres moyennées dans le temps (1/m3) 18 50 Rapport cyclique (%) Rapport cyclique (%) 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Position (m) Densisté d'exciplexes XeCl* 1micros,t=8.06e-5s 2micros,t=8.06e-5s 3micros,t=8.06e-5s 4micros,t=8.06e-5s 5micros,t=8.06e-5s 6micros,t=8.06e-5s 7micros,t=8.06e-5s 1.8 1.6 1.4 1.2 1 0.8 0.6 0.4 0.2 0 6 20 -3 2 2.5 3 x 10 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) c) 5 5.5 6 x 10 -3 d) Densité d'exciplexes moyennées dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2 Cl*(m-3) 8 x 10 19 Densisté d'exciplexes Xe2Cl* 1micros,t=8.06e-5s 2micros,t=8.06e-5s 3micros,t=8.06e-5s 4micros,t=8.06e-5s 5micros,t=8.06e-5s 6micros,t=8.06e-5s 7micros,t=8.06e-5s 7 6 5 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) 5 5.5 6 -3 x 10 e) Figure 3.5 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction du rapport cyclique (b), densités maximales d’excimères et d’exciplèxes de Xe *2 XeCl* et Xe2Cl* à l’instant où le courant est maximal (c, d), f= 50kHz, pression totale de 239.4mbar (180Torr), taux du mélange entre Xe:Cl2: 3% de chlore. Les figures 3.5 (a, b) nous montrent deux phases différentes des courbes de puissances : Lorsque le rapport cyclique varie de 10% à 60%, les puissances électriques consommées par la lampe et les puissances rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm 90 augmentent. Cette augmentation de puissance électrique entraîne une augmentation de la densité d’excimères Xe*2 et d’exciplexes XeCl * et Xe2Cl*2, comme le montre la figure 3.5 (c, d, e). C’est la raison pour laquelle les puissances rayonnées augmentent. Au delà de la valeur de rapport cyclique à 60%, si l’on continue à augmenter le rapport cyclique, les puissances rayonnées à 308nm et 490nm diminuent mais lentement, même si la puissance électrique consommée augmente encore. Par comparaison les efficacités des rayonnements entre deux alimentations à la même fréquence de 50kHz, nous trouvons que l’efficacité d’émission d’UV dans le cas d’une alimentation impulsionnelle est 1.49 (0.8772/0.5862) fois supérieure à celles dans une tension sinusoïdale. [Mi-1] relève pourtant une augmentation de l’efficacité d’environ un facteur de 2.6 à 3.2 en passant d’une alimentation sinusoïdale à une alimentation carrée, dans une lampe de xénon pur mais il est fait mention d’un temps de monté très court (< 10ns), ce qui doit jouer un rôle important. Dans notre cas, le temps de montée semble être suffisamment long pour ne pas entraîner de différence majeure entre régime sinusoïdal et carré. Rapport cyclique (%) Rendement 10 20 30 40 50 60 70 80 172 0.3862 0.373 0.392 0.4087 0.4196 0.4281 0.4017 0.4037 308 0.4057 0.3988 0.6678 0.8646 0.8755 0.8772 0.7717 0.6469 490 0.0580 0.0430 0.0453 0.0544 0.0628 0.0722 0.0674 0.047 Tableau 3.4 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du rapport cyclique à f = 50kHz, p = 180Torr, taux de chlore = 3% et V = 8kV. Les ordres de grandeur obtenus pour les valeurs de l’efficacité dans notre modèle (87.72% pour le rayonnement à 308nm comme le motre tableau 3.4) sont un peu plus élevés que les efficacités mentionnées dans la littérature [Ta-1] [Zh-2] et [Pa-2] (25% pour notre modèle, 15% dans la littérature). On constate cependant que cette surestimation est plus forte dans le cas d’une alimentation sinusoïdale que dans le cas d’une alimentation impulsionnelle. La raison concerne l’hypothèse de l’homogénéité de la décharge qui nous a permis de développer le modèle à une dimension. Il s’avère qu’en pratique, à partir de quelques milliers de Pascal (en fonction de la distance inter-électrodes), la décharge présente un aspect filamentaire qui 91 met en défaut l’hypothèse d’homogénéité. En régime impulsionnel, la décharge prend des formes beaucoup plus diffuses, voire même quasi-homogène surtout à haute fréquence. Les figures 3.5 (c, d) nous montrent les distributions spatiales des densités maximales des exciplèxes de Xe*2, XeCl* et Xe2Cl* lorsque le rapport cyclique change de 10% à 80%. Encore une fois les exciplexes sont toujours essentiellement localisés à la surface du côté de la cathode, comme dans le cas d’une alimentation sinusoïdale. En pratique, la durée d’impulsion de la radiation dépend de la pression totale, de la composition du mélange ainsi que le temps de monté d’une impulsion d’excitation. Utilise une tension impulsionnelle avec un front montant facilite la formation d’une décharge homogène, mais il est nécessaire de requérir essentiellement une augmentation l’amplitude de la tension. Dans la littérature [Er-1] a montré qu’une excitation impulsionnelle courte (avec un temps de montée inférieur à 100ns) conduit à une augmentation de l’intensité du rayonnement d’un facteur 2.6, comparé à une alimentation sinuisoïdale. Temps de montée (ns) Puissance (W) 600 700 800 900 1000 Pelec 3.0872 2.9351 2.8865 2.8625 2.8517 P172 1.2419 1.2070 1.1511 1.1153 1.6033 P308 2.6979 2.5856 2.2001 1.6164 1.1342 P490 0.2337 0.2071 0.1601 0.1474 0.1222 Tableau 3.5 : Puissances consommées électriques et rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du temps de monté de l’impulsion à f = 50kHz, p = 180Torr, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% et V = 8kV. Pour évaluer l’influence du temps de monté d’une impulsion sur les éfficicacité de l’émission d’UV, nous avons fixé des paramètres suivants : tension maximale = 8kV, f = 50kHz, taux de chlore = 3%, pression totale = 180Torr, rapport cyclique = 20% et varié le temps de monté dans une gamme de 1000ns à 600ns. Cette dernière valeur coresspond à la valeur limite inférieure pour notre modèle. Au-delà de cette valeur, si l’on continue à diminuer le temps de monté, notre modèle ne converge pas puisque les approximations utilisées sont fautes. 92 Temps de montée (ns) 600 700 800 900 1000 172 0.4023 0.4112 0.3988 0.3896 0.3729 308 0.8739 0.8673 0.7622 0.5647 0.3988 490 0.0757 0.0706 0.0555 0.0515 0.0429 Efficacité Tableau 3.6 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du temps de monté de l’impulsion à f = 50kHz, p = 180Torr, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% et V = 8kV. 0.9 3.5 Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.8 3 2 1.5 1 Puissance Puissance Puissance Puissance 0.5 0 600 650 700 moyenne moyenne moyenne moyenne consommée rayonnée à 172nm rayonnée à 308nm rayonnée à 490nm 750 800 850 Temps de montée (ns) 900 Efficacité 0.6 Efficacité Puissance (W) Puissance (W) 0.7 2.5 0.5 0.4 0.3 0.2 0.1 950 0 600 1000 650 700 750 800 850 Temps de montée (ns) 900 Temps de montée (ns) Temps de montée (ns) a) b) 950 1000 Figure 3.6 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction du temps de monté (a, b). Les tableaux 3.5, 3.6 et la figure 3.6 nous montrent les puissances consommées électriques et rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du temps de monté de l’impulsion. Nous avons trouvé que l’éfficacité de l’émission à 308nm augmente notablement (de 39.88% à 87,39%) avec la diminution du temps de montée. Par contre, les éfficacités de l’émission à 172nm et 490nm restent contant comme le motre les tableaux 3.5, 3.6 et la figure 3.6. 3.3.2 Influence de la pression totale Les figures 3.7 (a, b) présentent les puissances électriques consommées et rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm pour une fréquence à 50kHz, un taux de chlore de 3% et le rapport cyclique à 20%. De même que dans le cas de l’alimentation sinusoïdale, la puissance rayonnée à 93 308nm augmente jusqu’à la valeur maximale avec la pression totale du mélange et puis diminue lorsque la pression totale est plus élevé. Ceci s’explique par la formation d’exciplexes Xe2Cl*. Cette formation entraîne également l’augmentation de la puissance rayonnée à 490nm, pourtant très faible par rapport à celle à 308nm. Cependant, la puissance rayonnée à 172nm augmente avec une augmentation de la pression totale. Au delà d’une pression totale d’environ 480mbar (360Torr), la puissance rayonnée à 172nm est plus élevée que celles à 308nm et 490nm. A partir de la pression totale à 480mbar (360Torr), lorsque l’on continue à augmenter la pression totale dans la lampe, on est proche de la pression optimale pour la formation d’excimères Xe*2 et loin de la pression optimale pour la formation d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl. 94 4 0.7 3.5 Puissance moyenne Puissance moyenne Puissance moyenne Puissance moyenne 2.5 consommée rayonnée à 172nm rayonnée à 308nm rayonnée à 490nm 0.5 Efficacité Efficacité 3 Puissance (W) Puissance (W) Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.6 2 1.5 0.4 0.3 0.2 1 0.1 0.5 0 150 200 250 300 350 Pression (Torr 400 450 0 150 500 200 250 Pression (Torr) a) x 10 19 20 Densité d'excimère Xe2* 2.5 p=175Torr,t=6.08e-5s p=180Torr,t=6.08e-5s p=185Torr,t=6.08e-5s p=200Torr,t=6.08e-5s p=300Torr,t=3.09e-5s p=400Torr,t=6.08e-5s p=500Torr,t=6.09e-5s 3.5 3 2.5 2 1.5 1 0.5 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Position (m) 19 1.5 0.5 0 6 x 10 2 2.5 3 -3 80 10 8 6 4 2 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) 3.5 4 4.5 5 5.5 Position (m) Position (m) 6 x 10 -3 d) p=175Torr,t=6.06e-5s p=180Torr,t=6.06e-5s p=185Torr,t=6.06e-5s p=200Torr,t=6.06e-5s p=300Torr,t=3.07e-5s p=400Torr,t=6.06e-5s p=500Torr,t=6.07e-5s 12 500 1 Densité d'exciplexes Xe2Cl* 14 450 p=175Torr,t=6.06e-5s p=180Torr,t=6.06e-5s p=185Torr,t=6.06e-5s p=200Torr,t=6.06e-5s p=300Torr,t=3.07e-5s p=400Torr,t=6.06e-5s p=500Torr,t=6.07e-5s 2 Tension, densité de courant et Densité de courant (mA/cm2), Puissance(W) puissance Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2 Cl*(m-3) x 10 400 Densité d'exciplexes XeCl* x 10 c) 16 350 b Densité maximale XeCl* (m-3 ) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2*(m-3) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 4 300 Pression (Torr) Pression (Torr) 5 5.5 x 10 40 20 0 -20 Densité de courant/6 (mA/cm2) Tension appliquée/150 (V) Puissance rayonnée 308nm (W) Puissance rayonnée 490nm (W) -40 -60 6.5 7 7.5 8 8.5 9 Temps (s) Temps (s) -3 = 3% 60 -80 6 6 V= 8(kV), f= 250(kHz), P=200(Torr), Tension impulsionnelle,V= 8kV,f= 50kHz,P= 200(Torr),Taux de chlore= 3% Cl2 9.5 10 10.5 x 10 -5 f) e) Figure 3.7 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction de la pression totale (a, b) ; Distribution spatiale de la densité maximale d’excimères Xe*2 et d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* (c, d, e) ; Distribution temporelle de la densité total du courant, de la tension appliquée, des puissances rayonnées à 308nm et 490nm. 95 L’efficacité maximale d’émission d’UV à 308nm est atteinte à une pression d’autour de 266mbar (200Torr) comme le montre le tableau 3.7. Dans ce cas la puissance électrique consommée est faible, comparable à celle observée dans le cas de l’alimentation sinusoïdale. En général, les efficacités observées sont un peu plus élevés que dans le cas de l’alimentation sinusoïdale. Ceci conforme avec nos attentes. Pression totale (Torr) Efficacité 175 180 185 200 300 400 500 172 0.3807 0.3730 0.3766 0.4000 0.4098 0.3691 0.4204 308 0.3950 0.3988 0.4661 0.5784 0.4429 0.3501 0.3009 490 0.0421 0.043 0.0477 0.0689 0.0424 0.0584 0.0556 Tableau 3.7 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale à f = 50kHz, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% et V = 8kV. La figure 3.6 (f) présente la dépendance de la tension appliquée aux électrodes, du courant de la lampe et des puissances rayonnées à 308nm et 490nm en fonction du temps sur deux périodes. On trouve que le rayonnement se produit pendant qu’il y a circulation du courant de la lampe. Au moment du pic de courant, les puissances rayonnées UV à 308nm et 490nm sont maximales. 3.3.3 Influence du taux de chlore La figure 3.8 (a) nous montre la puissance électrique consommée et celles rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux du mélange de Xe/Cl2 pour une fréquence à 50kHz, pression totale à 239.4mbar (180Torr) et un rapport cyclique de 20%. Lorsque le taux du mélange de Xe/Cl2 varie entre 1% et 9%, la puissance électrique consommée augmente. Par contre, les puissances rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm diminuent, comme la montre la figure 3.7 (a). Ces phénomènes sont observés clairement à travers la densité maximale d’excimères Xe*2 et d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* sur les figures 3.7 (c, d, e). 96 Le complexe Xe2Cl* est formé à partir des états de B et C d’XeCl * par collision à trois corps avec le xénon (le taux de réaction est de 1,5.10 -31cm6s-1) [As-1]. En d’autres termes, la pression de xénon doit être suffisamment élevée pour observer les émissions correspondantes. Pourtant, la molécule de Xe2Cl* est efficacement détruite par la collision à deux corps avec Cl2 (avec le taux de réaction de 2,6.10-16m3s-1). Cela signifie que l’émission de Xe2Cl* est seulement notable pour un taux de chlore faible dans le mélange avec xénon. La figure 3.8 (b) et le tableau 3.8 montrent les efficacités d’émission d’UV à 172nm, 308nm et 490nm. En comparaison avec une alimentation sinusoïdale dans les mêmes conditions, on observe que les efficacités dans le cas d’une source de tension impulsionnelle sont, comme attendues plus élevées. Taux de chlore (%) Rendement 9 8 7 6 4 3 2 1 172 0.2859 0.2962 0.3071 0.3187 0.3497 0.3730 0.416 0.5558 308 0.3452 0.3453 0.3254 0.318 0.3553 0.3988 0.5286 0.8262 490 0.0164 0.0170 0.0181 0.0202 0.0204 0.043 0.0717 0.1626 Tableau 3.8 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de mélange à f = 50kHz, p = 180Torr, rapport cyclique = 20% et V = 8kV. 97 3.5 0.9 Efficacité à 172nm 2 moyenne moyenne moyenne moyenne 0.7 consommée rayonnée à 172nm rayonnée à 308nm rayonnée à 490nm 0.6 Efficacité Efficacité Puissance Puissance Puissance Puissance 2.5 Puissance (W) Puissance (W) Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.8 3 1.5 0.5 0.4 0.3 1 0.2 0.5 0.1 0 1 2 3 4 5 6 7 8 0 9 Taux du mélange Xe/Cl2 (%) Taux de chlore (%) 1 2 3 4 a) 19 20 Densité d'excimère Xe2* x 10 2.5 Xe:Cl2=91:9,t=6.08e-5s 3 2.5 2 1.5 1 0.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 Position (m) Position (m) 8 9 Densité d'exciplexes XeCl* x 10 Xe:Cl2=93:7,t=6.06e-5s Xe:Cl2=94:6,t=6.06e-5s Xe:Cl2=96:4,t=6.06e-5s Xe:Cl2=97:3,t=6.06e-5s Xe:Cl2=98:2,t=6.06e-5s Xe:Cl2=99:1,t=6.06e-5s 2 1.5 1 0.5 0 6 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) -3 x 10 c) 5 5.5 6 -3 x 10 d) 9 x 10 19 Densité d'exciplexes Xe2Cl* Xe:Cl2=91:9,t=6.06e-5s Xe:Cl2=93:7,t=6.06e-5s Xe:Cl2=94:6,t=6.06e-5s Xe:Cl2=96:4,t=6.06e-5s Xe:Cl2=97:3,t=6.06e-5s Xe:Cl2=98:2,t=6.06e-5s Xe:Cl2=99:1,t=6.06e-5s 8 Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2Cl*(m-3 ) 7 Xe:Cl2=91:9,t=6.06e-5s Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Xe:Cl2=93:7,t=6.08e-5s Xe:Cl2=94:6,t=6.08e-5s Xe:Cl2=96:4,t=6.08e-5s Xe:Cl2=97:3,t=6.08e-5s Xe:Cl2=98:2,t=6.08e-5s Xe:Cl2=99:1,t=6.08e-5s 3.5 0 6 b) Densité maximale XeCl *(m-3) Densité maximale Xe2* (m-3) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 4 5 Taux du mélange Xe/Cl2 (%) Taux de chlore (%) 7 6 5 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 Position (m) Position (m) 6 -3 x 10 e) Figure 3.8: Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction du taux de mélange de Xe/Cl2 (a, b), Distribution spatiale de la densité maximale d’excimères Xe*2 et d’exciplèxes de XeCl* et Xe2Cl* (c, d, e). 98 3.3.3 Influence de fréquence de l’alimentation Dans cette étude, nous avons fixé le rapport cyclique à 20% avec une fréquence d’alimentation variant de 50kHz à 200kHz. La figure 3.9 (a) montre que la puissance électrique augmente linéairement lorsque l’on change de fréquence de l’alimentation. Cette augmentation entraîne une augmentation des puissances rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm dans la lampe, comme le montre la figure 3.9 (b). Ces résultats obtenus nous montrent aussi que plus la fréquence augmente, plus d’excimères Xe*2 et d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* sont crées dans le volume de décharge, comme le montre les figures 3.9 (c, d, e). La figure 3.9 (b) et le tableau 3.9 nous montrent l’efficacité d’émission d’UV à 172nm, 308nm et 409nm. En comparaison à une alimentation sinusoïdale, on observe que l’alimentation de tension impulsionnelle a apporté une efficacité plus élevé. Fréquence (kHz) 50 80 100 120 150 172 0.3730 0.3939 0.3970 0.3869 0.3724 308 0.3988 0.7462 0.8276 0.7472 0.5963 490 0.0430 0.0578 0.062 0.0605 0.0555 Efficacité Tableau 3.9 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la féquence à pression totale = 180Torr, taux de chlore = 3%, rapport cyclique = 20% 99 9 0.9 Puissance moyenne consommée Puissance moyenne rayonnée à 172nm Puissance moyenne rayonnée à 308nm Puissance moyenne rayonnée à 490nm 8 0.7 Efficacité Efficacité 6 Puissance (W) Puissance (W) 7 0.8 5 4 0.5 0.4 3 0.3 2 0.2 1 0.1 0 50 60 70 80 90 100 110 Fréquence (kHz 120 130 140 Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.6 0 50 150 60 70 Fréquence (kHz) 80 90 a) 19 8 7 6 5 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 Position (m) Position (m) Densité d'exciplexes moyennées dans le temps (1/m3) 8 f=50kHz,t=6.39e-5s f=80kHz,t=5.8e-5s f=100kHz,t=4.07e-5s f=120kHz,t=3.39e-5s f=150kHz,t=3.16e-5s f=180kHz,t=2.64e-5s f=200kHz,t=2.021e-5s 9 Densité maximale XeCl*(m-3) Densité d'excimeres moyennées dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2*(m-3) 10 110 120 130 140 150 b) 20 Densisté d'excimeres Xe2* x 10 100 Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) f=50kHz,t=6.38e-5s f=80kHz,t=5.79e-5s f=100kHz,t=4.05e-5s f=120kHz,t=3.38e-5s f=150kHz,t=3.15e-5s f=180kHz,t=2.63e-5s f=200kHz,t=2.01e-5s 7 6 5 4 3 2 1 0 6 Densisté d'exciplexes XeCl* x 10 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) -3 x 10 c) 5 5.5 6 -3 x 10 d) Densité maximale Xe2 Cl*(m-3) Densité d'exciplexes moyennées dans le temps (1/m3) 20 4.5 Densisté d'exciplexes Xe2Cl* x 10 f=50kHz,t=6.38e-5s f=80kHz,t=5.79e-5s f=100kHz,t=4.05e-5s f=120kHz,t=3.38e-5s f=150kHz,t=3.15e-5s f=180kHz,t=2.63e-5s f=200kHz,t=2.01e-5s 4 3.5 3 2.5 2 1.5 1 0.5 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) 5 5.5 6 -3 x 10 e) Figure 3.9 : Respectivement puissances mises en jeu dans la décharge (a), rendement en fonction du rapport cyclique (b), densités maximales d’excimères Xe *2, d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* à l’instant t où le courant est maximal (c, d), pour un rapport cyclique à 20%, une fréquence de 50kHz à 200kHz, pression totale à 239.4mbar (180Torr), taux de chlore = 3% 100 3.4 Régime de source de courant impulsionnel D’après les résultats obtenus dans les paragraphes précédents, on observe que les puissances rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm émises par l’excilampe xénon/chlore se produisent pendant qu’il y a une circulation du courant dans la lampe. Ces résultats nous montrent un point très intéressant qui consiste en la possibilité de contrôler le rayonnement émis par la lampe. Ceci peut être réalisé à travers le contrôle du courant injecté dans la décharge. Ainsi, par la suite, nous avons remplacé la source de tension impulsionnelle par une source de courant. Afin de pouvoir confronter les résultats obtenus aux résultats expérimentaux dans le dernier chapitre, nous avons choisi un courant impulsionel selon une forme présentée sur la figure 3.10, qui est proche de celle de l’alimentation en courant pulsé utilisant dans notre expériemental. 0.015 Courant impulsionel (A) 0.01 0.005 0 -0.005 -0.01 -0.015 0 0.5 1 1.5 Temps (s) 2 2.5 -5 x 10 Figure 3.10 : Forme de courant impulsionnel appliqué à la DBD, pour une fréquence à 50kHz, et l’amplitude maximale du courant à 15mA. 3.4.1 Influence de la pression totale La figure 3.11 (a) présente les puissances consommées et rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale pour une fréquence de 150kHz et une amplitude de courant de 15mA. On a observé que la puissance consommée et les puissances rayonnées à 172nm et 490nm augmentent lorsque la pression totale varie de 238.07mbar (179Torr) à 665mbar (500Torr). Ces augmentations sont clairement mises en évidence à travers l’observation de la distribution spatiale des densités maximales d’excimères Xe *2 et Xe2Cl* 101 sur les figures 3.11 (c, e). Cependant, la puissance rayonnée à 308nm diminue avec l’augmentation de la pression totale comme le montre 3.11 (a). De même que dans le cas d’une alimentation sinusoïdale et d’une alimentation de tension impulsionnelle, la puissance maximale d’UV à 308nm atteint un maximum à la pression totale d’environ 239.4mbar (180Torr) pour un taux de chlore de 3% dans le mélange. En effet, l’efficacité maximale d’émission d’UV à 308nm est obtenue à la pression de 239.4mbar (180Torr) comme le montre le tableau 3.10, lorsque la puissance électrique consommée est faible par rapport à une pression plus élevée. En général, les efficacités d’émission d’UV à 172nm, 308nm et 490nm observées ici sont plus faibles que dans le cas des deux modes d’alimentation précédents. La figure 3.11 (f) montre les puissances rayonnées à 308nm et 490nm et le courant de la lampe en fonction du temps sur deux périodes. On observe que les puissances rayonnées se produisent pendant qu’il y a une circulation du courant dans la lampe. Cette dépendance a été confrontée aux résultats expérimentaux de la littérature [Di-1], comme montré sur la figure 3.12. Ce résultat nous montre que le contrôle du rayonnement UV émis par une lampe à DBD est donc possible à travers le contrôle de son courant. Ceci fera l’objet des prochains paragraphes. Pression totale (Torr) Rendement 178 180 185 200 300 400 500 172 0.1725 0.1692 0.1729 0.1737 0.1868 0.1838 0.1793 308 0.3026 0.3170 0.3003 0.2797 0.1919 0.1184 0.0792 490 0.0256 0.0251 0.0258 0.0262 0.0273 0.0235 0.0194 Tableau 3.10 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la pression totale à f =150kHz, taux de chlore = 3% et amplitude de courant = 15mA 102 0.35 60 Puissance moyenne consommée Puissance moyenne rayonnée à 172nm Puissance moyenne rayonnée à 308nm Puissance moyenne rayonnée à 490nm Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.3 0.25 Efficacité Efficacité Puissance (W) Puissance (W) 50 40 30 0.2 0.15 20 0.1 10 0.05 0 150 200 250 300 350 400 450 0 150 500 200 250 300 19 Densité d'excimère Xe2* 14 12 10 8 6 4 2 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Position (m) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 8 p=175Torr,t=3.07e-5s p=180Torr,t=3.07e-5s p=185Torr,t=3.07e-5s p=200Torr,t=3.07e-5s p=300Torr,t=3.07e-5s p=400Torr,t=3.07e-5s p=500Torr,t=3.07e-5s Densité maximale XeCl*(m-3) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2*(m-3) 16 18 19 p=185Torr,t=3.04e-5ss p=200Torr,t=3.04e-5s p=300Torr,t=3.04e-5s p=400Torr,t=3.04e-5s p=500Torr,t=3.04e-5s 6 5 4 3 2 1 0 2 x 10 2.5 3 3.5 40 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Position (m) 6 x 10 4.5 5 5.5 6 -3 x 10 d) p=175Torr,t=3.04e-5s p=180Torr,t=3.04e-5s p=185Torr,t=3.04e-5ss p=200Torr,t=3.04e-5s p=300Torr,t=3.04e-5s p=400Torr,t=3.04e-5s p=500Torr,t=3.04e-5s 5 4 Position (m) Position (m) -3 Densité d'exciplexes Xe2Cl* 6 500 p=175Torr,t=3.04e-5s p=180Torr,t=3.04e-5s 7 6 Tension, densité de courant et Densité de puissance courant (mA/cm2), Puissance(W) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2Cl* (m-3) x 10 450 Densité d'exciplexes XeCl* x 10 c) 7 400 b) a) x 10 350 Pression (Torr) Pression (Torr) Pression (Torr Pression (Torr) Courant impulsionel,I= 15mA,f= 150kHz,P=200(Torr),Taux chlore= 3% I= 15(mA), f= 150(kHz), P=200(Torr), de Cl2 = 3% 30 20 10 0 -10 Densité de courant/6 (mA/cm2) Puissance rayonnée 308nm (W) Puissance rayonnée 490nm (W) -20 -30 -40 2 2.5 3 Temps (s) Temps (s) -3 3.5 -5 x 10 f) e) Figure 3.11 : Puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction de la pression totale (a, b), Distributions spatiales de la densitée maximale d’excimères Xe *2 et d’exciplexes XeCl* et Xe2Cl* (c, d, e). 103 Figure 3.12: La concordance entre le rayonnement et le courant dans la lampe Xe/Cl2 pour l’alimentation en courant [Di-1]. 3.4.2 Influence du taux de chlore Dans cette étude, on a fixé l’amplitude maximale du courant à 5mA, la fréquence à 50kHz, la pression totale à 239.4mbar (180Torr). Le taux du mélange entre Xe:Cl2 varie comme pour les deux alimentations précédentes. La figure 3.13 (a) nous montre la puissance consommée et celles rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de mélange Xe/Cl2. De même que dans le cas d’une alimentation sinusoïdale et d’une tension impulsionnelle on observe que : la puissance consommée augmente lorsque le taux de chlore dans le mélange augmente de 1% à 9%; les puissances rayonnées à 172nm et 490nm diminuent mais lentement ; Ceci est dû à l’augmentation de la formation d’exciplexes, comme le montre la figure 3.13 (e); la puissance rayonnée à 308nm augmente et atteint un maximum à un taux de chlore de 3%. Au delà de cette valeur, la puissance rayonnée à 308nm diminue puisque le taux de chlore est loin de la valeur optimale. On peut voir clairement ce changement à travers la densité maximale d’exciplèxes XeCl*, comme la montre la figure 3.13 (d). 104 Encore une fois que les éfficacité de l’émission à 172nm, 308nm et 490nm dinumuent avec l’augmentation du taux de chlore dans le mélange comme le montre la figure 3.13 (b) et le tableau 3.11. 0.45 3 0.4 Puissance moyenne consommée Puissance moyenne rayonnée à 172nm Puissance moyenne rayonnée à 308nm Puissance moyenne rayonnée à 490nm 0.35 0.3 Efficacité Efficacité 2 Puissance (W) Puissance (W) 2.5 1.5 1 Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm 0.25 Efficacité à 490nm 0.2 0.15 0.1 0.5 0.05 0 0 1 2 3 4 5 6 Taux du mélange Xe/Cl2 (%) 7 8 9 1 2 3 4 19 Densité d'excimère Xe2* 5 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) 5 5.5 Position (m) 3.5 9 3 Xe:Cl2=99:1,t=9.40e-5s 2.5 2 1.5 1 0.5 0 2 2.5 3 6 x 10 18 Densité maximale Xe2Cl*(m-3) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 8 Xe:Cl2=91:9,t=9.40e-5s Xe:Cl2=93:7,t=9.40e-5s Xe:Cl2=94:6,t=9.40e-5s Xe:Cl2=96:4,t=9.40e-5s Xe:Cl2=97:3,t=9.40e-5s Xe:Cl2=98:2,t=9.40e-5s 4 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) -3 5 5.5 6 -3 x 10 d) c) 16 7 Densité d'exciplexes XeCl* x 10 4.5 Xe:Cl2=91:9,t=9.43e-5s Xe:Cl2=93:7,t=9.43e-5s Xe:Cl2=94:6,t=9.43e-5s Xe:Cl2=96:4,t=9.43e-5s Xe:Cl2=97:3,t=9.43e-5s Xe:Cl2=98:2,t=9.43e-5s Xe:Cl2=99:1,t=9.43e-5s * Densité XeCl (m-3) Densitémaximale d'exciplexes dans le temps (1/m3) Densité maximale Xe2* (m-3) Densité d'exciplexes dans le temps (1/m3) 6 18 6 b) a) x 10 5 Taux du mélange Xe/Cl2 (%) Taux de chlore (%) Taux de chlore (%) Densité d'exciplexes Xe2Cl* x 10 Xe:Cl2=91:9,t=9.40e-5s Xe:Cl2=93:7,t=9.40e-5s Xe:Cl2=94:6,t=9.40e-5s Xe:Cl2=96:4,t=9.40e-5s Xe:Cl2=97:3,t=9.40e-5s Xe:Cl2=98:2,t=9.40e-5s Xe:Cl2=99:1,t=9.40e-5s 14 12 10 8 6 4 2 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) 5 5.5 6 -3 x 10 e) Figure 3.13 : Puissances mises en jeu dans la décharge et rendement en fonction du taux de mélange Xe:Cl2 (a, b), Distributions spatiales de la densitée maximale d’exciplèxes XeCl * Xe2Cl* et d’excimères Xe*2 (c, d, e) à f =50kHz, pression totale = 180Torr, amplitude de courant =5mA. 105 Les figures 3.13 (c, d, e) nous montrent clairement l’augmentation de la densité d’exciplexes Xe2Cl*, XeCl* et d’excimères Xe *2 lorsque le taux de chlore dans le mélange diminue de 9% à 1%. Taux de chlore (%) Rendement 9 8 7 6 4 3 2 1 172 0.2342 0.2459 0.2679 0.2878 0.3353 0.3614 0.3921 0.4260 308 0.3364 0.3409 0.3466 0.3629 0.3827 0.3961 0.4032 0.4312 490 0.0114 0.0128 0.0151 0.0177 0.0254 0.0313 0.0404 0.0583 Tableau 3.11 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction du taux de chlore, f =50kHz, pression totale = 180Torr, amplitude de courant =5mA. 3.4.3 Influence de l’amplitude du courant impulsionnel et de la fréquence d’alimentation Dans la gamme des fréquences étudiées, nous avons choisi les valeurs suivantes de l’amplitude maximale du courant impulsionnel: 1mA, 2.5mA, 5mA, 10mA et 15mA. Courant (mA) Rendement 1 2.5 5 10 15 172 0.2673 0.3201 0.3632 0.3411 0.3559 308 0.4273 0.4060 0.3981 0.3655 0.3626 490 0.0348 0.0334 0.0314 0.0279 0.028 Tableau 3.12 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de l’amplitude de courant, f =50kHz, pression totale = 180Torr, taux de chlore = 3% Les figures 3.14 (a, c) présente la puissance électrique consommée et celles rayonnées à 172nm, 308nm et 490nm ainsi que les rendements à la fréquence de 50 kHz, en fonction de l’amplitude du courant. Les résultats obtenus ici sont cohérents avec les résultats de [Di-1].Un courant plus élevé conduit à un rayonnement plus fort qui est à son tour, associé à une puissance d’entrée plus élevée dans la décharge. 106 La figure 3.14 (c) et le tableau 3.12 nous montrent les éfficacité de l’émission à 172nm, 308nm et 490nm. Nous trouvons que les éfficacités ont tendance de diminuer avec l’augmentation de l’amplitude de courant injecté dans la décharge. Fréquence (kHz) Rendement 50 80 100 120 150 172 0.3632 0.3626 0.3470 0.3393 0.3351 308 0.3981 0.3942 0.3698 0.3659 0.3612 490 0.0314 0.0203 0.0295 0.0327 0.0291 Tableau 3.13 : Efficacité des rayonnements à 172nm, 308nm et 490nm en fonction de la fréquence, I = 5mA, pression totale = 180Torr, taux de chlore =3%. La figure 3.14 (b) et le tableau 3.13 montrent les éfficacités de l’émission à 172nm, 308nm et 490nm. Plus la fréquence d’alimentation augmente, plus les éfficacités diminuent. Par comparaison à une alimentation sinusoïdale et une tension impulsionnelle, les efficacités obtenues dans l’alimentation du courant impulsionel est en général plus faible. 107 0.4 9 Puissance moyenne consommée Puissance moyenne rayonnée à 172nm Puissance moyenne rayonnée à 308nm Puissance moyenne rayonnée à 490nm 8 0.35 0.3 Efficacité à 172nm Efficacité Efficacité 6 Puissance (W) Puissance (W) 7 Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.25 5 4 0.2 0.15 3 0.1 2 0.05 1 0 0 5 10 0 50 15 60 70 80 12 Densité maximale Xe2*(m-3) Densité d'excimeres moyennées dans le temps (1/m3) 0.45 0.4 0.35 Efficacité Efficacité 0.3 Efficacité à 172nm Efficacité à 308nm Efficacité à 490nm 0.2 0.15 0.1 0.05 0 0 5 10 10 = = = = = 2 2 2.5 3 1mA,t=8.52e-5s 2.5mA,t=8.52e-5s 5mA,t=8.52e-5s 10mA,t=8.52e-5s 6 5 4 3 2 1 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) 3.5 4 4.5 5 5.5 6 -3 x 10 d) 19 Courant = 15mA,t=8.52e-5s 7 150 1mA,t=8.54e-5s 2.5mA,t=8.54e-5s 5mA,t=8.54e-5s 10mA,t=8.54e-5s 15mA,t=8.54e-5s Position (m) Position (m) * Densité maximale Xe leCl (m-3 ) Densité d'exciplexes moyennées dans 2 temps (1/m3) * Densité maximale (m-3(1/m3) ) Densité d'exciplexes moyennéesXeCl dans le temps 8 = = = = 140 4 Densisté d'excimere XeCl* Courant Courant Courant Courant 9 130 6 c) 10 120 8 0 15 Courant Courant Courant Courant Courant Courant (mA) 19 110 Densisté d'excimere Xe2* x 10 Courant (mA) x 10 100 b) I= 5mA 18 0.25 90 Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) Courant (mA) Courant (mA) a) f = 50kHz 5 5.5 6 5 Densisté d'excimere Xe2Cl* x 10 Courant Courant Courant Courant Courant 4.5 4 3.5 = = = = = 1mA,t=8.52e-5s 2.5mA,t=8.52e-5s 5mA,t=8.52e-5s 10mA,t=8.52e-5s 15mA,t=8.52e-5s 3 2.5 2 1.5 1 0.5 0 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Position (m) Position (m) -3 x 10 5 5.5 6 -3 x 10 f) e) Figure 3.14 : Puissances moyennes consommées et rayonnées et leurs rendements en fonction de l’amplitude de courant (1mA- 15mA) et de la fréquence (50kHz – 150kHz), pression totale= 239.4mbar (180Torr) (a, c), taux du mélange Xe/Cl2=97:3; Distribution spatiale de la densité maximale d’exciplèxes XeCl *, Xe2Cl* et d’excimères Xe*2. 108 Conclusion Dans ce chapitre, l’influence de trois différents modes d’alimentation sur le rayonnement d’une DBD dans un mélange de xénon et de chlore a été décrite et interprétée à l’aide des résultats fournis par notre modèle numérique. A chaque mode, l’influence des paramètres électriques tels que la fréquence, l’amplitude maximale du courant, le rapport cyclique ainsi que la pression totale et le taux du mélange entre Xe et Cl2 a été examinées. Même si la cinétique simplifiée choisie pour le modèle semble manquer de quelques réactions nécessaires à traduire certains résultats expérimentaux quantitatifs, les grandes tendances observées sont prévues numériquement. Dans la comparaison des résultats obtenus entre les trois modes d’alimentations comm le montre le tableau 3.14 ci-dessous, on a constaté que le régime de tension impulsionnelle est d’autant plus efficace que la fréquence est basse et la puissance rayonnée est approximativement proportionnelle à cette fréquence. Tension Taux de Pression totale Fréquence Rapport Courant chlore (%) (Torr) (kHz) cyclique (%) (mA) 172 42.55 37.05 39.87 308 58.62 44.96 60.09 490 1.16 3.51 4.57 172 55.58 42.04 39.7 42.81 308 82.62 57.84 82.76 87.72 490 16 6.8 6.2 7.2 172 42.6 18.6 34.7 36.32 308 43.12 31.7 39.81 42.73 490 5.8 2.58 3.27 3.48 Sinuisoïdale Tesion impulsionnelle Courant impulsionel Tableau 3.14 : Comparaison des efficacités de l’émission à 172nm, 308nm et 490nm en entre trois alimentations : tension sinuisoïdale, tension impulsionnelle et courant pulsé. 109 D’un autre côté, lorsque l’on a réalisé une étude de l’influence du taux de mélange entre Xe et Cl2 sur la production du rayonnement à 308nm et 490nm, on a observé que l’émission à 490nm augmente lorsque le taux de chlore dans le mélange diminue, cependant l’émission à 308nm diminue. Cette observation montrera un intérêt particulier dans l’étude du vieillissement des excilampes pour des applications commerciales. Ceci fera l’objet du dernier chapitre. Dans l’étude de l’influence du mode d’alimentation en courant impulsionnel, les résultats obtenus nous montrent un intérêt particulier du fait que le rayonnement suit la circulation du courant dans la lampe et qu’il est donc possible de contrôler la production du rayonnement UV d’une excilampe en contrôlant son courant. Pourtant l’efficacité d’émission UV de ce mode est plus faible que pour les deux autres modes. Les résultats obtenus dans ce chapitre permettent d’envisager la conception d’une alimentation électrique spécialement adaptée à une excilampe xénon/chlore. 110 Bibliographie [As-1] "Spectroscopic analysis of XeCl emissions in xenonbased mixture", H. Asselman, P. Rives, J. Galy, H. Brunet, and J. L. Teyssier, J. Phys. B, At. Mol. Opt. Phys., vol. 26, pp. 2311 - 2322, 1993. [Di-1] “Alimentation de puissance d'une lampe exciplexe à décharge à barrière diélectrique, en vue du contrôle du rayonnement”, R. Diez, Thèse de l’Université Paul Sabatier, Toulouse III, soutenue le 16 octobre 2008 [Er-1] “XeCl-, KrCl-, XeBr- and KrBr-excilamps of the barrier discharge with the nanosecond pulse duration of radiation”, M. V. Erofeev and V. F. Tarasenko, J.Phys.D:Appl.Phys.39, 3609-3614, 2006. [Mi-1] "Enhanced performance of a dielectric barrier discharge lamp using short-pulsed excitation", R. P. Mildren, R. J. Carman, J. Phys. D: Appl. Phys. 34 (2001) L1-6. [Mo-1] "Radiation trapping in atomic vapours", A. F. Molisch, B. P. Oehry, Clarendon Press, Oxford, 1998. [Pa-2] “Improvement of output parameters of glow discharge UV excilamps”, A. N. Panchenko, E. A. Sosnin, V. F. Tarasenko, Optics Communications, pp. 249-252, 1999. [Sc-2] “UV Radiation of low pressure XeCl* and KrCl* glow discharge”, A. Schwabedissen and W. Bötticher, Contrib. Plasma Phys, pp. 517-535, 1995 [Ta-1] “Excilamps as efficient UV-VUV light sources”, V. F. Tarasenko, Pure Appl.Chem, Vol. 74, No. 3, pp.465-469, 2002 [Zh-2] “UV emission of excimer XeCl* excited in dielectric barrier discharge by using pulse power supply”, X. J. Zhou, L. R. Qing, R. Z. Xing, Plasma Science &Technology,Vol.3, No.5, 2001 [Zh-3] “The characteristics of dielectric barrier discharge and its influence on the excimer XeCl* emission”, X. J Zhou, L. Wei, L. R. Qing, R. Z. Xing, Plasma Science & Technology, Vo.3, No.6, 2001 111 CHAPITRE 4 Dispositifs expérimentaux mis en œuvre Une partie importante dans notre travail concerne l’étude du rayonnement des exciplexes XeCl* émis par une excilampe à DBD dans un mélange de xénon et de chlore. Un dispositif expérimental approprié s’avère nécessaire. Nous allons donc tout d’abord présenter un système de pompage conçu par notre équipe, nous permettant de remplir facilement la lampe à DBD avec un gaz ou un mélange des gaz. Par la suite, nous exposerons la configuration d’une DBD et les différentes alimentations utilisées dans notre étude. Nous décrirons ensuite les dispositifs de diagnostic, par exemple, la caméra PI-MAX ICCD, le monochromateur Jobin Yvon H25 le spectromètre HR4000 ainsi que le radiomètre P9710. Enfin nous terminerons le chapitre par la description du filtre UV à 308nm et de la lentille UV. 112 4.1 Système de production des excilampes La figure 4.1 présente le schéma du banc de pompage et de remplissage, qui sera utilisé dans les parties expérimentales pour fabriquer les excilampes. Ce système est divisé en 4 parties suivantes : La partie pompage du banc est constituée : d’une pompe sèche primaire XDS 5 BOC Edward. Son débit nominal est de 4,8m3.h-1 et elle peut atteindre une pression limite de 7Pa. Elle joue un double rôle, en fonction de la position des vannes 1 et 2. Elle permet de mettre le système (les conduites du banc et de la lampe) sous vide primaire avant de mettre en action la pompe secondaire, ou bien elle assure également le pompage primaire en aval de la pompe turbomoléculaire. d’une pompe secondaire moléculaire hybride EXT70H BOC Edward est aussi utilisée. Son débit nominal (dans l’azote) est de 65m-3.s-1 et elle peut atteindre une pression limite de 5.10-7Pa. Elle permet d’obtenir dans la lampe un vide poussé évitant ainsi la présence d’impuretés dans le gaz de remplissage. Cet aspect est très important pour la stabilité de la décharge et sa reproductibilité. La partie mesure du vide s’articule autour de deux jauges : La première, Multi – jauge WRG BOC Edwards permet de contrôler le vide primaire ou secondaire en sortie de pompe. Elle couvre la gamme allant de la pression atmosphérique à 10-12Pa. La seconde, Jauge Barocel 600AB BOC Edwards permet de contrôler la pression de remplissage au plus près de la lampe. La gamme de pression qu’elle couvre va de 10Pa à 105Pa. Le banc de pompage/remplissage est doté d’un four utilisant une résistance chauffante. Ce four nous permet de chauffer plusieurs lampes en même temps à une température maximale de 5500C. Le chauffage des bulbes est nécessaire afin d’enlever les impuretés restantes pendant la fabrication des excilampes, ainsi que dans le silicate. 113 Enfin, la partie remplissage est constituée de deux bouteilles de gaz : une bouteille de xénon et une bouteille de chlore et deux vannes progressives permettant un réglage au Pascal près. Figure 4.1 : Vue du banc de remplissage des bulbes- panneau de commandes. 4.2 L’excilampe xénon/chlore Les figures 4.2 (a, b) présentent la configuration d’une lampe à DBD utilisée dans notre expérience. Elle est constituée de deux tubes de silice qui sont soudées aux deux extrémités, délimitant un volume de décharge fermé dans lequel est introduit un mélange de xénon et de chlore. C’est dans le mélange que s’établit la décharge. Le remplissage du gaz dans cette lampe est réalisé à l’aide du banc de pompage/remplissage, décrit dans le paragraphe précédent. 114 Principe de fabrication d’une lampe XeCl : Tout d’abord, la lampe est soudée sur le banc de pompage, puis chauffée jusqu’à la température de 550 0C. Quand cette température est atteinte, on la maintient pendant quelques heures. Durant ce temps, la pression à l’intérieur de la lampe est de l’ordre de 10 -6mbar. Le but du chauffage de la lampe est d’enlever les impuretés (matière grasse, matière organique, etc…) du verre et aussi d’enlever l’humidité ou la vapeur d’eau qui peut être fixée sur le verre. Enfin, on fait le remplissage de chlore et de xénon dans la lampe jusqu’à une valeur de pression désirée. Remplissage du gaz Haute tension La masse a) Photo de verrerie b) Photo de la lampe complète avec des électrodes Figure 4.2 : Configuration d’une lampe à DBD utilisée dans notre partie expérimentale 4.3 Alimentations pour l’excilampe xénon/chlore Aujourd’hui, les alimentations électriques dédiées à une lampe à DBD sont généralement des deux types suivants : alimentation sinusoïdale et alimentation impulsionnelle. Toutes se caractérisent par des formes d’onde (courant ou tension) alternatives, à cause du comportement capacitif inhérent à ce type de décharge. En effet, considérons une alimentation en tension continue. Au bout d’un certain temps les capacités (barrières diélectriques) sont chargées au potentiel imposé, empêchant le passage du 115 courant. Si on considère maintenant une alimentation en courant continu, les diélectriques se chargent de plus en plus, conduisant à des valeurs de tension telles que des dommages peuvent être occasionnés au circuit d’alimentation. Ainsi, pour obtenir un courant permanent dans la décharge et un fonctionnement correct de la DBD, il est nécessaire d’inverser la polarité d’alimentation périodiquement. Bien que, de nombreuses études récentes aient montré que l’efficacité d’émission d’UV d’une lampe à DBD augmente lorsque on utilise une alimentation impusionnelle [Vo-1][Li-2][Mi1][Ca-1][Be-1][Me-4] (ceci a également été confirmé dans le chapitre 3 dédié à la modélisation), les alimentations sinusoïdales restent cependant utilisées. Ainsi, dans l’industrie nous pouvons trouver des lampes de grandes dimensions, qui peuvent atteindre une longueur de 2m, avec une consommation de plusieurs kW [Ko-4]. 4.3.1 Alimentation sinusoïdale La façon la plus facilement réalisable et peut être la plus ancienne pour alimenter à une lampe à DBD est d’utiliser un générateur de tension sinusoïdale [Ma-2][Wa-1][Me-4]. La configuration de cette alimentation est présentée sur la figure 4.3. Elle comprend trois éléments principaux : un générateur de tension sinusoïdale basses fréquences classiques (GBF), un amplificateur de puissance linéaire et un transformateur haute fréquence et élévateur de tension. Transformateur Générateur sinusoïdal + Amplificateur Cellule DBD - Figure 4.3 : Schéma de l’alimentation sinusoïdale fournie à une lampe DBD 116 Figure 4.4 : Schéma de principe de l’amplificateur de puissance [Me-4] Le générateur sinusoïdal génère un signal sinusoïdal à l’entrée de l’amplificateur et permet de régler la fréquence et l’amplitude de la tension. Il délivre une tension dont l’amplitude maximale vaut 20V [Me-4]. L’amplificateur de puissance présentée sur la figure 4.4 délivre une tension sinusoïdale d’amplitude maximale égale à 60V et une puissance de 300W. Ce signal alimente le primaire du transformateur élévateur à circuit magnétique ferrite. L’amplitude de la tension maximale à la sortie du transformateur est de 5kV et sa gamme de fréquence peut varier de 5kHz à 100kHz. La limite supérieure est due à la fréquence de coupure haute de l’amplificateur, tandis que la limite inférieure est liée à la saturation du circuit magnétique. Pour ce type d’alimentation, nous avons relevé expérimentalement sur une excilampe, les formes d’onde de la tension et du courant affichées sur la figure 4.5. Le générateur à 100kHz, fait claquer le gaz lorsque la tension aux bornes de la lampe est autour de 4kV. Suite au claquage, cette tension redescend à 3kV, avec une courante crête d’environ 50mA. 117 Le courant peut se décomposer en une somme d’un courant sinusoïdal, déphasé de /2 et d’un courant impulsionnel (visibles sous la forme de pics sur l’oscillogramme). Ce premier courant est typique d’une charge capacitive et il ne donne lieu à aucune dissipation moyenne de puissance. Le courant impulsionnel survient aux moments du claquage du gaz et c’est lui qui donne lieu à une consommation de puissance moyenne de la lampe. Figure 4.5 : Forme d’onde du courant et de la tension dans une DBD avec une alimentation sinusoïdale [Di-1]. L’alimentation sinusoïdale simple et robuste, présentée dans le paragraphe précédent, possède néanmoins certaines limitations vis-à-vis du fonctionnement de la DBD pour les besoins d’une étude expérimentale. Elle ne permet pas d’obtenir une bonne précision sur l’instant de début de la décharge et ne possède que deux degrés de liberté pour le réglage de sa tension de sortie (amplitude et fréquence). Pour résoudre les problèmes rencontrés dans l’alimentation sinusoïdale et améliorer l’efficacité d’émission d’UV de la lampe à DBD, les alimentations impulsionnelles ont été développées. Ce type d’alimentation sera abordé sur les parties expérimentales. 4.3.2 Alimentation en tension impulsionnelle Les alimentations impulsionnelles dédiées aux lampes à DBD génèrent, la plupart du temps, une tension carrée, avec une amplitude de quelques kilovolts, des temps de montée de l’ordre 118 de la centaine de nanosecondes et une fréquence de fonctionnement de plusieurs dizaines de kHz à plusieurs centaines de kHz. Ces sources de tension sont actuellement utilisées dans les excilampes en raison de leur meilleure efficacité en termes de rayonnement, par rapport aux alimentations sinusoïdales. Ceci a été également confirmé dans le chapitre 3. Des alimentations de ce type ont été conçues exclusivement pour alimenter les excilampes, pour permettre le réglage non seulement de l’amplitude et de la fréquence mais aussi du rapport cyclique. Transformateur élévateur Cser VDC Cellule DBD 1- Figure 4.6 : Alimentation impulsionnelle commerciale pour une excilampe avec la fréquence et le rapport cyclique variable. La figure 4.6 présente le schéma de principe d’une alimentation en tension impulsionnelle commerciale développée par la société Quantel dont les caractéristiques électriques sont reportées dans le tableau 4.1. Cette alimentation a été utilisée dans des applications commerciales pour les traitements dermatologiques. Principalement, elle est composée de trois parties principales : une source de tension continue de 48V (standard médical), un hacheur et un transformateur élévateur. Une interface numérique permet le contrôle du demipont. Cette alimentation permet de changer des paramètres électriques ainsi que le rapport cyclique complètement indépendamment. La capacité en série avec le primaire du transformateur est nécessaire pour enlever la composante continue de la tension, afin de ne pas saturer le noyau magnétique du transformateur. 119 Tension d’entrée (V) 43 52 Courant d’entrée (A) 2,5 4 Fréquence de découpage (kHz) 50 180 Courant crête nominal au secondaire(A) 20 0,8 2,5 Largeur d’impulsion (s) Durée de cycle maximal (s) 40 Période maximale (s) 42 Tension maximale à la sortie du transformateur Autour de 5kV Tableau 4.1 : Caractéristiques électriques d’une alimentation impulsionnelle commerciale fabriquée par la société Quantel Médical. Nous montrons dans la figure 4.7, les formes d’onde de la tension imposées et du courant circulant dans la lampe xénon/chlore pour cette alimentation. Cette alimentation fournit des impulsions de tension négatives (la grille externe de la lampe est à la masse), fortement déformées à cause du couplage entre la charge capacitive de l’excilampe et le caractère inductif du transformateur élévateur. L’expérience a été réalisée avec la même excilampe que pour l’alimentation sinusoïdale illustrée précédemment. Nous observons que le courant impulsionnel est parfaitement en phase avec la tension appliquée sur le front descendant à chaque impulsion négative. C’est cette phase qui donne une puissance moyenne non nulle. Le reste du temps, tension et courant sont déphasés de /2 ce qui donne une puissance moyenne nulle. Avec cette alimentation, le transfert d’énergie vers la charge s’effectue pendant la circulation du courant sur chaque front descendant de l’impulsion de tension. Cependant, cette énergie dépend de l’amplitude du courant, difficilement contrôlable, vu que c’est le dv/dt (comme nous allons l’expliquer ultérieurement) qui gère cette grandeur. Le contrôle de la puissance dans ce type d’alimentation peut se faire : Par le rapport cyclique Par la fréquence 120 :Tension : Courant/10000 Figure 4.7 : Forme d’onde du courant et de la tension, dans une DBD (Excilampe xénon/chlore) avec une alimentation impulsionnelle. 4.3.3 Alimentation en courant impulsionnel Des travaux récents sur la conception d’une alimentation en courant impulsionnel ont montré qu’il s’agit d’une bonne solution pour améliorer le contrôle du rayonnement et l’efficacité de l’émission d’UV [Di-1]. Le schéma de base d’une alimentation en courant, illustré sur la figure 4.8, est composé d’une inductance, d’un convertisseur et un transformateur élévateur : CVS inversion du courant Transformateur élévateur ilampe 1:n Inductance E S0 S1 * K1 K1’ * iS0 J Lampe * K2 * K2’ Figure 4.8 : Alimentation en courant impulsionnel pour une excilampe [Di-1] 121 L’inductance: Le fonctionnement de l’inductance est divisé en deux phases distinctes suivantes : Une phase d’accumulation d’énergie: lorsque l’interrupteur S0 est à l’état passant, cela entraîne une augmentation du courant dans l’inductance donc le stockage d’une quantité d’énergie sous forme magnétique. Dans cette séquence, l’interrupteur S1 est ouvert et la DBD est déconnectée de l’alimentation. Une phase de décharge : Lorsque l’interrupteur S0 est ouvert et l’interrupteur S1 est fermé, l’inductance se trouve alors en série avec le transformateur élévateur. A ce même instant la décharge se fait dans la lampe. Transformateur élévateur : Pour les niveaux typiques de puissance fournie à la lampe (de l’ordre de 50W), la tension développée à ses bornes atteint des niveaux d’environ 5kV ; il s’agit d’une valeur très élevée pour la technologie actuelle des semi-conducteurs. Pour cette raison, nous sommes obligés d’inclure un transformateur élévateur entre le pont et la lampe ; celui-ci sera caractérisé par son rapport de transformation, noté n. Convertisseur de l’inversion du courant : Un convertisseur type « Pont en H » présenté sur la figure 3.9, a été utilisé dans l’alimentation en courant pour inverser le sens de circulation du courant dans la lampe à chaque période. Dans l’alimentation en courant, le contrôle de l’énergie se fait pendant que l’interrupteur S0 est à l’état passant, séquence dorénavant appelée « phase de charge ». Le circuit équivalent est affiché dans la figure 4.9. L’équation qui décrit le comportement linéaire du courant dans l’inductance pendant cette phase, est la suivante : I0 p E t ch L (4.1) Tch est le temps nécessaire pour faire croître le courant dans l’inductance de 0 jusqu’à I0p. A la fin de cette séquence, l’énergie stockée dans l’inductance est égale à : 122 EL 1 2 LI 0 p 2 (4.2) L iL iL iS0 E S0 I0p tch t Figure 4.9 : Circuit équivalent de l’alimentation en courant pendant la phase de charge [Di-1] Une fois que l’on arrive à la valeur d’énergie désirée, on passe à la phase de décharge, bloquant S0 au moment où l’on amorce S1 avec K1 et K2’ passants ; le raisonnement développé ici est basé sur l’utilisation des interrupteurs S0 et S1 fonctionnels. Ainsi, le circuit équivalent devient celui présenté sur la figure 4.10. iL L iL S11 :n * * Cdiel Blocage S1 I0p E G Cgaz tch K1 t Lampe Figure 4.10 : Circuit équivalent de l’alimentation en courant pendant la phase de décharge [Di-1] Dans cette séquence, le courant dans l’inductance présente donc une forme d’onde sinusoïdale avec une valeur initiale égale à I0p. Au moment où le courant est égal à zéro, l’interrupteur S1 est bloqué (commutation douce), terminant aussi la phase de décharge. On maintient S0 à l’état bloqué pendant le temps de relaxation souhaité. 123 Pour compléter une période entière, il est nécessaire de réaliser un autre cycle de charge et décharge. En revanche, cette fois K1’ et K2’ sont passants. De cette façon, le courant circule dans le sens négatif dans la lampe. Les quatre cycles complets (en négligeant la séquence où tous les interrupteurs sont ouverts), sont illustrés dans la figure 4.11. Ici, tous les composants de l’alimentation ont été convertis au secondaire du transformateur afin de faciliter la représentation schématique et l’étude analytique. LS iLs LS iLs LS iLs iLs Cdiel Cdiel ES ES ES ES Vth Vth A A B Phase de Phase de Phase de Charge positive B Phase de Charge positive décharge positive iL décharge positive iLs A B C A D B C D I0 I0p ES /LS E/L tch tdech trel t -I0 Vth: Tension de claquage du gaz au régime permanent Figure 4.11: Les quatre sequences de charge et décharge correspondantes à l’alimentation en courant [Di-1]. 124 t Il faut noter que le courant circulant dans la lampe comporte uniquement les parties sinusoïdales du courant qui passent dans l’inductance ramenée au secondaire L s (séquences B et D). Tous les éléments de E, L et I0p sont rapportés au secondaire du transformateur par l’utilisation d’un rapport de transformation n. Les transformations équivalentes utilisées dans la figure 4.11 sont les suivants : Ls= n2L, Es =nE, I0 = I0p/n (4.3) Pour la structure de l’alimentation en courant, présentée sur la figure 3.9, il y a 6 interrupteurs sur le circuit électronique, ce qui entraîne des problèmes lors de l’ouverture et de la fermeture des interrupteurs. L’utilisation d’un transformateur à 3 enroulements (deux enroulements primaires, un secondaire) permet d’alléger le nombre d’interrupteurs à 2 et permet de commander plus facilement la structure. Finalement, la structure d’alimentation en courant est la suivante (figure 4.12). L 1 : 1 : n Lampe E * S0 * S1 * S1’ Figure 4.12 : Configuration de l’alimentation en courant utilisée un transformateur à 3 enroulements [Di-1]. L’utilisation de l’alimentation en courant sur une excilampe sera décrite dans cette thèse et aussi les résultats expérimentaux obtenus seront reportés dans le prochain chapitre. 4.4 Les dispositifs de diagnostic 4.4.1 Caméra PI-MAX ICCD 125 4.4.1.1 Description de la caméra PI-MAX Les figures 4.13 ci-dessous présentent la caméra ICCD (Intensified Charge Coupled Device) Princeton Instruments PI-MAX [Pr-1]. Elle est conçue pour des applications générales de macro et micro imagerie résolue en temps avec un temps d’exposition minimale de 2ns. Elle est idéale pour des applications impliquant des mesures à ultra faible luminosité ou pour l’observation de phénomènes rapides périodiques (de l’ordre de la nanoseconde). Cette caméra utilise un objectif qui focalise l’image sur une photocathode polarisée négativement. Les photoélectrons sont accélérés vers des micro-canaux. PI-MAX utilise une plaque de proximité focalisée sur des micro-canaux intensificateurs (MCP : Micro Chanel Plate) couverts d’un matériau à fort coefficient d’émission secondaire. Au cours de leur transit dans ces micro-canaux, les électrons se multiplient à chaque collision contre les parois, ce qui conduit à un phénomène d’amplification. Ces électrons sont ensuite conduits vers une couche de phosphore qui convertit le flux d’électron en rayonnement lumineux. Un capteur CCD recueille ce rayonnement et permet ainsi de reconstituer une image intensifiée de celle produite sur la photocathode. Les temps d’exposition dépendent essentiellement du temps de polarisation de la photocathode. Les intensificateurs les plus rapides ont ainsi une résolution temporelle de l’ordre de 2ns ou moins avec un rendement de la transmission de lumière très élevé. Les données acquises par la caméra sont dirigées vers un ordinateur pour le traitement et l’affichage des images. L’ordinateur contrôle à la fois la configuration du système, l’acquisition des données et la synchronisation du système avec les phénomènes à observer via le logiciel dont le Princeton Instruments WinWiew/32 est un exemple. Figure 4.13: Caméra PI-MAX ICCD. 126 4.4.1.2 Caractéristiques typiques de la caméra PI-MAX Les caractéristiques de la caméra sont présentées dans deux tableaux 4.2 et 4.3 au dessous : CDD 512512 pixels d’image 12.4mm12.4mm (17.5mm diagonale) Taille des pixels:19m 19m Taille apparente: 24m 24m Minimal Typique Maximal 450ke500ke5 11 0 0 -20 C (refroidi par air) ; -30 C (avec la circulation d’eau) 16s/rang (variable via le logiciel) 500Hz binning vertical complet 875Hz, 200m spectre haute Format CDD Plein pixel Courant noir(e-/p/sec) ; @-200C Température de refroidissement Taux de déplacement vertical Taux de spectre Tableau 4.2 : Caractéristiques de la CDD de la caméra [Pr-1]. Intensificateurs disponibles Méthode de couplage au CCD Tye d’intensificateur Intensificateur 18mm-Gen II, Gen III filmless 1 :1,27 fibre optique UV Fenêtre d’entrée de l’intensificateur Gamme de longueur d’onde Vitesse minimale de porte Porte rapide Porte lente Taux de répétition Soutenu/explosion (kHz) Limite de résolution UnigenTM II Gen II RB UnigenTM II SB MgFl2 Quartz (100-1000) nm <2ns (500ps) <50ns (<9ns avec le réseau MCP) Fibre optique Gen III filmless HBf HQf Borosilicate verre <2ns (500ps) -NA- 50/500 5/50 50/500 54 à 64 Ip/mm 64 Ip/mm 0.02 57 à 64 Ip/33 EBI(Photo e-/pixel/sec) 0.05-0.2 Phosphore P43 (P46 facultatif) Tableau 4.3: Caractéristique de l’intensificateur de la caméra [Pr-1]. 127 4.4.1.3 Caractéristique de l’intensificateur de la caméra Les figures 4.14 et 4.15 présentent deux types différents d’intensificateur de la caméra ICCD Quantum Efficiency (%) utilisés dans notre mesure respectivement : Wavelength (nm) Quantum Efficiency (%) Figure 4.14 : Réponse spectrale de l’intensificateur du type Gen II [Pr-1]. Wavelength (nm) Figure 4.15: Réponse spectrale de l’intensificateur du type Gen III filmless [Pr-1]. 128 4.4.1.4 Les modes d’opération principaux de la caméra A partir de l’écran principal Experiment Setup nous pouvons choisir 3 modes de fonctionnement: Shutter mode, Gate Mode et Safe Mode. L’acquisition peut se produire dans les modes d’opération Gate Mode et Shutter Mode, le mode Safe Mode correspondant à une mise à la masse de la photocathode afin d’éviter de l’endommager par des niveaux d’éclairement excessif durant les réglages. Shutter Mode : la photocathode est polarisée selon le temps d’acquisition sélectionnée. Une nouvelle image est acquise à la demande, dès que le système est prêt. Aucune synchronisation externe n’est possible. Gate Mode : la photocathode est polarisée selon un temps défini, dès que le système est prêt à la réalisation d’un évènement externe (déclenchement). Ce mode permet l’acquisition d’images, ou des séquences d’images, résolue en temps. 4.4.1.5 Domaine d’application de la caméra PI-MAX ICCD Dans le cadre de notre travail, nous avons utilisé la caméra ICCD associée à un générateur de signaux programmable (PTG), comme le montre la figure 4.16. L’élément essentiel de l’imagerie ou de la spectroscopie résolue en temps réside dans la synchronisation précise d’un évènement physique et de la prise de vue. L’évènement qui assure cette fonction est le PTG (Programmable Timing Generator). Il permet, à partir d’un signal de déclenchement, de générer l’ensemble des signaux nécessaires au fonctionnement de la caméra intensifiée de façon synchrone. 129 PTG Contrôleur EXT.TRIG..IN Détecteur PRE.TRIG..IN Série Comm T0 Liaison Série haute vitesse TIMING GEN Ordinateur AUX.TRIG.OUT TRIG Timing Gen Signal/ Power Spectrographie PI-MAX Figure 4.16 : Système de la caméra ICCD avec un PTG [Pr-1]. 130 4.4.2 Générateur du temps de programmation (PTG) 4.4.2.1 Caractéristiques du PTG Les caractéristiques du PTG sont présentées dans le tableau 4.4 au dessous : PRE.TRIG.IN BNC, TTL, utilisez seulement pour l’impulsion de parenthèse BNC, -6V à 6V, 50/ 6k impédance, AC/DC couplage EXT.TRIG.IN T0 (SEL.TRIG OUT) 1-MHz taux de répétition BNC; TTL, passe au niveau haut à l’instant t= 0 et reste au niveau haut jusqu'à au prochain événement AUX.TRIG.OUT BNC; TNC ; fast edge, retard programmable TIMING GEN DB9 ; gate start ; gate stop, largeur d’impulsion Gamme de retard ns à 20ms Temps de résolution 40ps Temps de jitter 40-ps ms Taux de répétition 50kHz soutenu, 500kHz explosion Gate width 5ns à 10ms ; 40ps résolution Fast gate < 2ns ; 4kHz taux de répétition Impulsion 5kHz taux de répétition; 500ns d’ouverture Retard d’insertion 15ns Tableau 4.4 : Caractéristiques du PTG [Pr-2]. 4.4.2.2 Gestion de synchronisation de l’acquisition Pendant l’acquisition de spectroscopie et d’imagerie résolue en temps d’une excilampe à DBD, le PTG a été connecté à la caméra ICCD. Le rôle principal du PTG est de générer un signal de synchronisation entre l’acquisition et des grandeurs électriques. Pour faire cela, on a relié le PTG de la caméra à l’oscilloscope et l’oscilloscope donne un signal de synchronisation. Le choix des paramètres et du mode d’opération pour le PTG est réalisé à l’aide du logiciel WinView/32 sur une fenêtre de PTG. 4.4.3 Monochromateur Jobin Yvon H25 131 Un monochromateur est un dispositif utilisé en optique pour diffracter un rayonnement incident polychromatique et ainsi en isoler une gamme de longueur d’onde définie. Pour réaliser une étude de la spectroscopie résolue en temps des rayonnements émis par l’excilampe xénon/chlore, nous avons utilisé le monochromateur de la marque Jobin Yvon H25 [Jo-1], comme le montre les figure 4.17, 4.18. Ce monochromateur se compose essentiellement de : Figure 4.17: Monochromateur Jobin Yvon H25 Miroirs sphériques Fente de sortie Fente d’entrée Miroir plan d’entrée Miroir plan de sortie Réseau de diffraction interne Figure 4.18 : Configuration du monochromateur Jobin Yvon H25 132 Un réseau de diffraction holographique plan monté sur une tourelle dont l’angle peut être modifié manuellement ou par l’action d’un moteur Deux miroirs sphériques concaves Une fente d’entrée et de sortie Deux miroirs plans escamotables en face des fentes comme montré sur la figure 4.18. L’ensemble de ces éléments sont disposés selon le montage de type CZERNY-TURNER sur la figure 4.19 ci-dessous. D B Vers la caméra F A G C E Figure 4.19: Schéma explicatif du fonctionnement interne du monochromateur A, G : Fente d’entrée et de sortie B, F : Miroir plan d’entrée et de sortie C, E : Miroirs sphériques D : Réseau de diffraction 133 Principe de fonctionnement du monochromateur : Le faisceau issu de la fente d’entrée (A) est envoyé d’abord sur le premier miroir plan d’entrée (B), où sa divergence reste inchangée. Cette divergence est redressée grâce au premier miroir sphérique (C); la fente d’entée doit donc être placée au foyer de ce miroir. Le faisceau parallèle et polychromatique est ensuite diffracté par le réseau de diffraction (D). Le faisceau issu de la diffraction est toujours parallèle, il est envoyé vers le deuxième miroir sphérique (E) et puis le deuxième miroir plan de sortie (F) qui le focalise sur la fente de sortie (G). Les deux miroirs sphériques ont la même focale. Les spécifications techniques : Les caractéristiques du monochromateur H25 présentent dans le tableau 4.5 ci-dessous. Configuration optique Czerny - Turner Distance focale 250mm Domaine spectral de 180nm à 40µ Résolution 3Å avec réseau 1200tr/mm à 5000 Å Dispersion 30Å/mm avec réseau 1200tr/mm holographiques ou gravés-interchangeabilité Réseaux Ouverture immédiate ; dimensions: 5858 f/3,5 moteur pas à pas : vitesse de 15 à 1500Å/mm Défilement spectral 1pas = 0.1Å Moteur synchrone : 10 vitesses de 1 à 1000Å/nm droites, ouverture indépendante et symétrique, Fentes réglables de 0 à 2mm en largeur 2 à 8 en hauteur en longueur d’onde sur compteur digital Affichage précision de lecture : 0,1nm précision d’étalonnage : ±0,5nm reproductibilité : 0,1 Dimensions 340290166mm Poids 9kg Tableau 4.5: Spécification techniques du monochromateur H25 [Jo-1]. 134 La résolution du monochromateur : Le pouvoir de résolution du monochromateur est limité en général par la largeur des fentes d’entrées et de sortie. Le monochromateur H25 nous permet de régler des fentes d’entrée et de sortie en hauteur et en largeur, comme le montre le tableau 4.5. La dispersion du réseau est, dans l’approximation des petits angles : =k/p (p période du réseau). Deux longueurs d’onde proches + sont résolues si la distance entre les deux images de la fente source correspondant à ces deux longueurs d’onde est supérieure à la largeur de l’image de la fente, si f > a (grandissement du montage =1) où = k /p. La résolution est donc min a p/fk (les monochromateurs de bonne résolution ont une grande focale, une fente fine et un réseau très dispersif), soit (avec f = 250mm) : min /a 3nm/mm de fente. Par exemple, pour résoudre le doublet de Hg ( = 2.1nm) ; il faut donc utiliser les fentes de 0.1 ou 0.5mm, comme le montrent les deux enregistrements suivants, sur la figure 4.20 : Fentes a=0.1mm Fentes a=0.5mm 0.5nm Figure 4.20: Spectres de la lampe Hg HP pour deux valeurs différents des fentes : a= 0.5mm et 0.1mm Recouvrement des ordres du monochromateur 135 Grâce à 8 réseaux holographiques ou gravés interchangeables pendant l’acquisition des spectres, le monochromateur nous permet de travailler en premier ordre ou deuxième ordre du réseau de diffraction. Lorsque l’on travaille au premier ordre, le signal a la plus grande amplitude mais la résolution est la plus faible. Lorsque l’on travaille au deuxième ordre, la résolution est meilleure qu’au premier ordre mais l’amplitude du signal est moindre. Afin d’identifier la longueur d’onde qui correspond aux spectres émis par la lampe à DBD, nous avons utilisé aussi le spectre de la lampe spectrale Hg(Ar) comme spectre de référence. Le spectre de cette lampe peut être obtenu à l’aide de la littérature et de l’expérience, comme le montre les figures 4.21 et 4.22. Figure 4.21: Spectre de la lampe crayon Hg(Ar) dans la littérature [Pe-1]. 136 Intensité (ua) 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500 50 100 150 200 250 Pixel 300 350 400 450 500 Figure 4.22: Spectre de la lampe crayon Hg(Ar) obtenu à partir de l’expérience. 4.4.4 Spectromètre HR4000 et filtre optique La figure 4.23 présente le spectromètre HR4000 [Sp-1] constitué d’un filtre optique miniature, qui nous permet d’étudier toutes les raies et les continuums dans la gamme de longueur d’onde de 200nm à 1000nm. La lumière à analyser est transmise au spectromètre par l’intermédiaire d’une fibre optique. Elle est alors collimatée par un premier miroir sphérique, qui renvoie un faisceau parallèle vers un réseau plan. La lumière diffractée par ce réseau est ensuite focalisée par un second miroir sphérique sur une barrette CCD, sur laquelle se forme le spectre. La barrette CCD sur la figure 4.24 fournit un signal électrique reproduisant le flux lumineux perçue par ses différents pixels. Ce signal analogique est converti en signal numérique (CAN 14 bits : signal de sortie variant entre 0 et 3648) et transmis à l’ordinateur via le port USB. Les données sont alors traitées par un logiciel (OOIbase32) qui, connaissant la loi d’étalonnage du spectromètre (correspondance entre pixel et longueur d’onde) affiche la courbe d’intensité spectrale I(). 137 Figure 4.23: Spectromètre HR4000 avec les composants [Sp-1]. Figure 4.24: Schéma optique du HR4000. Les caractéristiques du spectromètre HR4000 sont présentées dans le tableau 4.6 au dessous : Détecteur Barrette CCD linéaire Toshiba Nombre de pixels 3648 Taille des pixels 14m- 200m Domaine spectral (selon le réseau) 200-1100nm Réseau 14 réseaux disponibles Ouverture d’entrée 5, 10, 25, 50 et 100µm Bans optique f/4 longueur focale 101mm Dimension avec boîtier 14.9cmx10.5cmx4.2cm Temps d’intégration 3,8ms à 10 secondes Interfaçage Lumière parasite USB 2.0, 480Mbps (USB 1.1 compatible) RS-232 (2-wire) SPI (3-wire) <0.05% à 600nm, <0.1% à 435nm Tableau 4.6 : Caractéristiques du spectromètre HR4000 [Sp-1]. 138 4.4.5 Radiomètre P9710 Afin d’évaluer l’efficacité d’émission du rayonnement par une lampe à DBD émettant à 308nm, il est nécessaire d’effectuer des mesures radiométriques et plus précisément mesurer l’éclairement énergétique. Pour faire cela, nous avons utilisé un radiomètre spécifique : l’optomètre GigaHertz P 9710 [Op-1], comme le montre la figure 4.25 Sensinilité 1 0,5 0 270 280 290 300 310 320 Longueur d’onde (nm) b) a) Figure 4.25 : a) L’image de l’optomètre P 9710 [http://www.gigahertz-optik.de/?/102-1-2-11-p-9710-1.htm] ; b) Réponse spectrale du capteur. La mesure de l’éclairement énergétique émis par la lampe à une distance donnée est réalisée grâce à un capteur placé devant la lampe. Ce capteur est muni d’un capteur et d’un filtre passe bande centré à 308nm avec une largeur à mi-hauteur de 20nm, comme le montre la figure 4.25. 4.4.6 Le filtre et la lentille UV Pour réaliser une étude du développement de la décharge dans l’UV, nous avons utilisé un filtre passe bande centré à 308nm [Ba-1], comme le montre la figure 4.26, dont les caractéristiques sont présentées dans le tableau 4.7. Pendant nos mesures d’imagerie résolue en temps, ce filtre UV est toujours placé entre la camera et la lentille UV. Il permet de bloquer la partie visible de la lumière en provenance de 139 l’excilampe xénon/chlore. Par contre, il laisse passer les UV mais avec une atténuation d’environ 80%. 1100 Transmission (%) 75 10% échelle pleine 50 100% échelle pleine 25 0 260 270 280 290 300 310 320 330 340 350 360 Longueur d’onde (nm) a) b) Figure 4.26 : Filtre UV à 308nm et sa courbe de transmission. Longueur d’onde au centre 304.18 nm Bande passante 50% (23.92nm), 10%(39.83nm),1%(60.88nm) Pic de transmission 22.52% Coordonnée FWHM (292.119 – 316.037) nm Angle d’incidence 00 Température ambiante 230C Tableau 4.7: Caractéristiques du filtre UV à 308nm [Ba-1]. Pour obtenir une bonne résolution pendant l’acquisition de spectroscopie résolue en temps de la raie à 308nm et d’imagerie résolue en temps de la décharge dans l’UV, nous avons utilisé une lentille convergente qui a une focale de 5cm, comme le montre la figure 4.27. Cette lentille a deux rôles: Le premier est de focaliser l’image de la décharge d’une lampe DBD sur la photocathode de la caméra pour faire de l’imagerie résolue en temps. Le second est de focaliser le rayonnement de l’excilampe sur la fente d’entrée du monochromateur H25 pour augmenter l’éclairement sur la fente d’entrée et donc augmenter le signal exploitable. 140 Focale b) a) Figure 4.27: a) Photo d’une lentille convergente; b) Géométrie comportant une lentille convergente. 141 Conclusion Dans ce chapitre nous avons introduit le système du banc de pompage que nous avons utilisé pour la fabrication d’une lampe à DBD. Nous avons inventorié les alimentations utilisées aujourd’hui pour les DBDs et en particulier celles qui sont appliquées à une excilampe et aussi utilisées dans les parties expérimentales. Nous avons montré brièvement les matériels de diagnostic nécessaires tels que la caméra rapide CCD, le monochromateur, le filtre passe bande à 308nm, le radiomètre et la lentille UV. Les résultats obtenus et aussi les discussions seront présentés dans le dernier chapitre de thèse. 142 Bibliographie [Ba-1] Bandpass Interference Filters UV 308nm, CVI Melles Griot: http://www.cvimellesgriot.com/Products/Bandpass-Interference-FiltersUV.aspx [Be-1] “High frequency excitation waveform for efficient operation of a xenon excimer dielectric barrier discharge lamp”, S. Beleznai, G. Mihajlik, I. Maros, L. Balazs, J. Phys. D: Appl. Phys. 43 (2010) 015203 (9pp) [Ca-1] “Computer modelling of a short pulse excited dielectric barrier discharge xenon excimer lamp”, R. J. Carman end R. P. Mildren, J. Phys. D: Appl. Phys.36, pp. 19-33, 2003. [Di-1] “Alimentation de puissance d'une lampe exciplexe à décharge à barrière diélectrique, en vue du contrôle du rayonnement”, D. Rafael, Thèse de l’Université Paul Sabatier, Toulouse III, soutenue le 16 octobre 2008. [Jo-1] Annexe monochromateur haute resolution; Jobin Yvon H25, 1979 [Ko-4] “Dielectric-barrier Discharges: Their History,Discharge Physics, and Industrial Applications”, U. Kogelschatz, Plasma Chemistry and plasma processing, Vol.23, No.1, March 2003 [Li-2] “Excitation of dielectric barrier discharges by unipolar submicrosecond square pulses”, S. Liu and M. Neiger, J.Phys.D.: Appl.Phys. 34 1632-38, 2001 [Ma-2] “A comparison of polypropylene-surface treatment by filamentary, homogeneous and glow discharges in helium at atmospheric pressure”, F. Massines and G. Gouda, J.Phys.D: Appl. Phys. 31 3411-20, 1998. [Me-4] “Luminescence de l’argon et du xenon dans les décharges à barrières diélectriques mono-filamentaires”, M. Nofel, Thèse de l’Université de Paul Sabatier, 2004. [Mi-1] "Enhanced performance of a dielectric barrier discharge lamp using short pulsed excitation", R. P. Mildren, R. J. Carman, J. Phys. D: Appl. Phys. 34 (2001) L1-6. [Op-1] Optemeter P 9710, Gigahertz Optix: http://www.gigahertz-optik.de/?/102-1-21-1- p- 9710-1.htm [Pe-1] Pen-Ray Line Sources: http://pas.ce.wsu.edu/CE415/PenRay_lamp_spectra.pdf [Pr-1] Princeton Instruments PI-MAX Camera, Juin 2002 143 [Pr-2] Princeton Instruments Programmable Timing Generator (PTG), Sep 2001 [Sp-1] Spectromètre HR4000: http://www.oceanoptics.com/technical/hr4000.pdf [Vo-1] “Dielectric barrier discharge”, F. Vollkommer and L. Hitzschke, Light Sources -8 51-60 Greifswald Germany, 1998. [Wa-1] “The barrier discharge: basic properties and applications to surface treatment”, . E. Wagner , R. Brandenburg, K.V. Kozlov, A. Sonnenfeld, P. Michel, J. F. Behnke, Vacuum 71 No 3, 417-436 (2003). 144 CHAPITRE 5 Etude expérimentale de la décharge dans une excilampe xénon/chlore Dans le chapitre 3 dédié à la modélisation, nous avons étudié l’influence de trois différents types d’alimentation, de la pression totale du mélange et aussi du taux de chlore dans le mélange sur la production du rayonnement d’une excilampe xénon/chlore. Les résultats obtenus du modèle ont montré que l’efficacité du rayonnement de l’alimentation en tension impulsionnelle est plus importante que pour une tension sinusoïdale et un courant impulsionnel. Afin de confirmer les résultats du modèle, nous avons réalisé plusieurs types de mesures optiques. Ces mesures ont été effectuées avec deux types différents d’alimentations impulsionnelles en tension et en courant. Initialement, nous utilisons un radiomètre qui capte la lumière à 308nm, pour effectuer les mesures de puissance optique en fonction de la fréquence d’alimentation et de la pression totale du mélange. Les résultats de ces mesures seront confrontés aux résultats issus du modèle présentés dans le chapitre 3. Puis, nous utilisons un spectromètre qui nous permet d’observer le spectre émis par l’excilampe xénon/chlore, dans une gamme de longueur d’onde de 200nm à 1000nm. Ici, nous examinerons l’influence de la pression totale et du taux de chlore dans le mélange sur le spectre de l’excilampe et surtout la bande 308nm et les continuums associés ainsi que les raies dans la zone infrarouge. Ensuite, à l’aide d’un monochromateur Jobin Yvon H25 et d’une caméra rapide ICCD (décrits dans le chapitre 4) nous étudierons le comportement temporel de la bande à 308nm émise par une excilampe xénon/chlore. Cette étude a comme objectif de chercher des corrélations entre les formes d’onde du rayonnement UV et du courant dans l’excilampe comme cela a été suggéré par les travaux de [Bh-1]. 145 Par la suite, à l’aide de la caméra rapide équipée et d’un filtre passe bande centré à 308nm nous avons fait l’imagerie résolue en temps de la décharge afin de mettre en évidence le développement des exciplexes pendant son fonctionnement. Finalement, nous présenterons les résultats d’étude du vieillissement de la source d’UV afin de mettre en évidence les mécanismes responsables de la décroissance de l’émission à 308nm avec l’âge de l’excilampe. 5.1 Rayonnement émis par l’excilampe xénon/chlore Dans cette section, nous allons mesurer la puissance électrique consommée et l’éclairement énergétique à 308nm de l’excilampe xénon/chlore lorsqu’elle est alimentée par une alimentation en tension impulsionnelle ou en courant impulsionnel. Pour comparer avec des résultats du modèle obtenu dans le chapitre 3, nous utilisons les mêmes conditions que celles prises pour les mesures telles que la pression totale 160mbar (120Torr), le taux de chlore (Xe:Cl2=1000:3) dans le mélange et la gamme de fréquence (de 50 à 140) kHz pour l’alimentation en tension et (de 50 à 70) kHz pour l’alimentation en courant). 146 Figure 5.1 : Montage de mesure de l’éclairement énergétique émis par l’excilampe xénon/chlore. Afin de mesurer l’éclairement énergétique à 308nm émis par l’excilampe, nous plaçons un radiomètre à 5cm, comme le montre la figure 5.1. Ce capteur perçoit le rayonnement sur une surface circulaire de 1cm2 et donne une valeur moyenne de l’éclairement énergétique en mW/cm2. La valeur affichée correspond avec une bonne précision à la longueur d’onde émise par l’exciplexe XeCl* (308nm). 5.1.1 Influence de la fréquence d’alimentation Les premières études sont réalisées à partir des deux alimentations précédentes, sur une excilampe à géométrie coaxiale comme montré dans le chapitre 4. L’excilampe expérimentale est fixée à la pression totale de 160mbar (120Torr) pour un mélange Xe:Cl2= 1000:3. Les puissances électriques consommée et celle rayonnée à 308nm par l’excilampe xénon/chlore sont présentées sur les figures 5.2 (a, b, c, d), comparées aux résultats issus du modèle développé dans le chapitre 2. 147 Notons ici que le modèle nous donne directement la puissance émise par la lampe autour de 308nm, exprimée en W. Cependant notre radiomètre nous donne accès à l’éclairement énergétique définit comme la puissance reçue par unité de surface par le récepteur (exprimée en mW/cm2). En faisant l’hypothèse que la lampe émet son rayonnement de façon uniforme autour d’elle nous assurons que l’éclairement énergétique est proportionnel à la puissance émise. Le calcul du coefficient de proportionnalité est possible mais compliqué à cause de la géométrie de la lampe. Nous avons donc décidé de comparer ici les « tendances » et non les valeurs absolues, nous avons ainsi normalisée les deux grandeurs physiques à 1 par rapport à leur valeurs maximales, ce sont ces résultats normalisés, qui nous serviront aux discussions qui vont suivre. Les expériences et les modèles montrent donc des croissances identiques des puissances électriques et rayonnées en fonction de la fréquence d’alimentation. En comparant les deux alimentations, on a observé que les puissances électrique et rayonnée obtenues pour une tension impulsionnelle sont plus élevées que celles dans un courant impulsionnel, à la même fréquence, par exemple, à 60kHz. Donc on peut dire que l’alimentation en tension implusionnelle correspond à une émission UV plus importante, comme le modèle le prédit. 148 70 60 50 40 30 20 50 60 70 80 90 100 110 120 130 140 Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) 1 Eclairement énergétique à 308nm normalisées (u.a) 80 Puissance électrique consommée (W) Puissance électrique (W) Pe: Modèle Pe: Expérience Eclairement à 308nm normalisé (u.a) 90 Flux énergétique du modèle Eclairement énergétique expérimentale 0.9 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4 0.3 0.2 50 60 70 80 90 100 110 120 130 140 Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) a) b) 32 Puissance électrique consommée (W) Puissance électrique (W) Eclairement énergétique à 308nm normalisées (u.a) Pe: Modèle Pe: Expérience 30 28 26 24 22 20 18 16 14 50 52 54 56 Eclairement à 308nm normalisé (u.a) Alimentation en tension impulsionnelle 58 60 62 Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) 64 66 68 70 1 Flux énergétique du modèle Eclairement énergétique expérimentale 0.95 0.9 0.85 0.8 0.75 0.7 0.65 0.6 0.55 50 52 54 56 58 60 62 64 66 68 70 Fréquence (kHz) Fréquence (kHz) c) d) Alimentation en courant impulsionnel Figure 5.2 : Respectivement puissances électriques consommées et rayonnées à 308nm en fonction de la fréquence de l’alimentation (a, c) et les mêmes grandeurs normalisées (b, d). 5.1.2 Influence de la pression totale du mélange L’étude de l’influence de la pression totale du mélange xénon /chlore sur le rayonnement de l’excilampe est réalisée sur la même excilampe que la partie précédente. Dans ces mesures, on a tout d’abord fait un remplissage du mélange à 1003mbar (754Torr) avec un rapport de pressions partielles du xénon et du chlore de 1000:3 dans l’excilampe et à cette pression a été ramenée à 160mbar (120.3Torr) pour une alimentation en tension impulsionnelle et 140mbar (105.2Torr) pour une alimentation en courant impulsionnel. La variation de la pression totale du mélange en cours de l’expérimentation dans cette excilampe a été réalisée grâce au système de pompage. 149 Les figures 5.3 (a, b, c, d) nous montrent la dépendance de la pression totale du mélange sur les puissances électriques consommées et rayonnées à une fréquence constante de 60kHz pour les deux modes d’alimentation en tension impulsionnelle et en courant impulsionnel. Il existe une gamme de pression où le nombre d’exciplèxes XeCl* généré par l’excilampe est le plus grand et par conséquent le rayonnement produit par l’excilampe est maximal. La puissance rayonnée à 308nm pour les deux alimentations a diminué avec l’augmentation de la pression totale. Cette tendance est principalement expliqué par une réaction de collision induite entre XeCl* et xénon (le taux de réaction: 10-12cm3s-1), tandis que d’autres réactions triatomiques peuvent être induites par des collisions à 3 corps pour former l’exciplexes Xe2Cl*. L’alimentation en tension impulsionnelle donne de bien meilleurs résultats qu’en courant impulsionnel: La puissance UV à 308 maximale est supérieure à celle du meilleur régime en courant impulsionnel à la fréquence de 60kHz. On a trouvé le même résultat pour le modèle, comme le montrent les figures 5.3 (a,b). Une autre spécificité de la décharge de tension impulsionnelle est qu’elle conserve un aspect moins filamentaire et plus stable que le régime en courant impulsionnel. La stabilité de décharge est significativement améliorée et elle s’entretient donc à des pressions nettement plus élevées. Encore une fois, les résultats obtenus entre notre modèle et nos expériences montrent les mêmes décroissances du rayonnement à 308nm et de la puissance électrique consommée. A partir des résultats d’étude sur les modèles et les expériences pour les deux alimentations en tension impulsionnelle et en courant impulsionnel, on a constaté que l’alimentation en tension impulsionnelle a apporté une meilleure efficacité sur la production UV dans l’excilampe. 150 Puissance électrique consommée (W) Puissance électrique (W) 34 33 32 31 30 29 28 27 26 160 170 180 190 200 210 Pression (mbar) 220 230 240 Pression totale (mbar) 1 Eclairement énergétique à 308nm normalisées (u.a) Pe: Modèle Pe: Expérience 35 Eclairement à 308nm normalisé (u.a) 36 0.99 0.98 0.97 0.96 0.95 Flux énergétique du modèle Eclairement énergétique expérimentale 0.94 0.93 0.92 0.91 0.9 160 170 180 190 200 210 220 230 240 Pression (mbar) Pression totale (mbar) a) b) Puissance électrique consommée (W) Puissance électrique (W) Pe: Modèle Pe: Expérience 30 28 26 24 22 20 140 150 160 170 180 190 200 Pression (mbar) 210 Pression totale (mbar) 220 230 240 1 Eclairement énergétique à 308nm normalisées (u.a) 32 Eclairement à 308nm normalisé (u.a) Alimentation en tension impulsionnelle 0.95 0.9 Flux énergétique du modèle Eclairement énergétique expérimentale 0.85 0.8 0.75 140 150 160 170 180 190 200 210 220 230 240 (mbar) PressionPression totale (mbar) c) d) Alimentation en courant Figure 5.3 : Respectivement puissances électriques consommées et rayonnées en fonction de la pression totale. Valeurs absolues (a, c) et normalisées (b, d). 5.2 Etude des spectres émis par l’excilampe xénon/chlore sous différents types d’alimentation Le spectre d’émission de l’excilampe qui nous intéresse se compose des bandes relativement étroites correspondantes à des transitions moléculaires B-X, D-X, C-A et D-A, comme le montre la figure 5.4 et le tableau 5.1 [Li-1][So-1][Lo-2][De-1]. Par variation de la pression totale du mélange, le taux de ses composants et les paramètres électriques d’alimentations 151 (temps de montée de l’impulsion, amplitude du courant et de la tension), il est possible de changer la largeur et les intensités relatives des différentes bandes. Nous allons donc étudierl’influence de ces paramètres pour chacun des deux types d’alimentation habituelle. Energie (eV) D1/2 X1/2 Figure 5.4 : Courbe d’énergie potentielle de XeCl* [De-1] Longueur d’onde (nm) XeCl* XeCl* XeCl* XeCl* D1/2 X1/2 B1/2 X1/2 C3/2 A3/2 B1/2 A1/2 236 308 345 Tableau 5.1 : Différents exciplexes XeCl* et Xe2Cl* 152 340 Xe2Cl* 450±40 5.2.1 Schéma du système expérimental de mesure des spectres La figure 5.5 présente un schéma du processus de l’acquisition des spectres émis par une excilampe xénon/chlore à l’aide d’un spectromètre HR4000 dont la caractéristique est décrite dans le chapitre 4. 3 2 5 Spectromètre HR4000 6 4 1 72 3 ALIMENTATION 8 9 Figure 5.5 : Schéma de mesure des spectres. Pour l’étude de l’influence des paramètres du remplissage sur les spectres émis par l’excilampe, elle est restée connectée directement au banc de pompage, nous avons ainsi pu faire varier : Le taux du mélange de Xe:Cl2 : entre 1000:1 et 1000:4. La pression totale du mélange : entre 125mbar (93.9Torr) et 197mbar (148.1Torr). Les spectres sont ainsi enregistrés pour chacun des 2 types d’alimentation (source de tension et source de courant). 5.2.2 Résultats avec l’alimentation en tension L’excilampe est alimentée par une source de tension impulsionnelle avec une amplitude autour de 5kV, une fréquence autour de 165kHz, une gamme de la durée d’impulsion de 1.2µs. La figure 5.6 nous présente les spectres émis par l’excilampe pour deux valeurs de taux du mélange Xe:Cl2 (1000:1 et 1000:4), dans une gamme de pression totale allant de 124mbar 153 (93.2Torr) à 197mbar (148.1Torr). Ces spectres présentent trois émissions principales, centrées autour de 308nm (figure 5.6b), 345nm (figure 5.6c) et 490nm (figure 5.6d). Ces trois émissions ont été identifiées par la courbe d’énergie potentielle XeCl* (figure 5.4), comme la bande principale d’émission du XeCl* et ses continuums. Hormis ces émissions, nous avons observé une émission à 616nm correspondant au deuxième ordre de la bande 308nm (figure 5.6e) et les raies atomiques de Xe atomique et aussi peut être de Cl atomique dans la zone d’infrarouge du spectre (figure 5.6f). Nous pouvons également noter que les autres émissions de l’état D du XeCl* ont été rapportées dans la littérature : DX à 235,5nm [Ch-1] et DA à 242nm [Ha-3] mais nous n’avons pas pu les observer. Ces absences sont dues essentiellement à la faible sensibilité du détecteur utilisé pour ces longueurs d’onde ou bien à l’absence d’excitation de l’état D dans les conditions de nos mesures. Xe:Cl2 = 1000:1, f = 160kHz Xe:Cl2 = 1000:4, f = 160kHz f=160kHz,Xe/Cl2=1000/4 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 p=197mbar p=187mbar p=177mbar p=167mbar p=146mbar p=126mbar 10000 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 8000 7000 6000 Intensité (u.a) Intensité (ua) Intensité (u.a) Intensité (ua) 15000 5000 5000 4000 3000 2000 1000 0 0 200 400 600 800 Longueur d'onde (nm) 1000 1200 200 400 600 800 1000 1200 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) a. Spectre global de l’excilampe XeCl f=160kHz,Xe/Cl2=1000/4 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 8000 12000 p=197mbar p=187mbar p=177mbar p=167mbar p=146mbar p=126mbar 8000 Intensité Intensité (ua)(u.a) Intensité Intensité (ua)(u.a) 10000 6000 4000 mi-hauteur à 197mbar 2000 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 7000 6000 5000 4000 3000 mi-hauteur à 197mbar 2000 1000 0 290 0 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 325 295 Longueur d’onde (nm) 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 Longueur d’onde (nm) b. Bande 308nm 154 320 325 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/4 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 350 Intensité (ua)(u.a) Intensité 300 Intensité (u.a) Intensité (ua) 250 p=197mbar p=187mbar p=177mbar p=167mbar p=146mbar p=126mbar 250 200 150 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 200 150 100 50 100 330 340 350 360 Longueur d'onde (nm) 370 0 380 330 340 350 360 370 380 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) c. Emission centrée à 345nm f=160kHz,Xe/Cl2=1000/4 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 90 80 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 160 Intensité Intensité (ua) (u.a) 100 Intensité (ua) (u.a) Intensité 180 p=197mbar p=187mbar p=177mbar p=167mbar p=146mbar p=126mbar 70 60 50 40 30 140 120 100 80 60 40 20 20 0 10 440 460 480 500 520 540 440 460 480 500 520 540 560 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) d. Emission centrée à 490nm f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/4 p=197mbar p=187mbar p=177mbar p=167mbar p=146mbar p=126mbar 3000 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 2500 Intensité Intensité (ua)(u.a) Intensité Intensité (ua)(u.a) 3500 2500 2000 1500 2000 1500 1000 1000 500 500 0 605 610 615 620 Longueur d'onde (nm) 625 0 600 630 605 610 615 620 625 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) e. Deuxième ordre du 308nm (Le spectromère HDR4000 permer de travailler dans le premi ordre et le deuxième ordre) 155 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 f=160kHz,Xe/Cl2=1000/4 2000 p=197mbar p=187mbar p=177mbar p=167mbar p=146mbar p=126mbar 1400 1200 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 1800 Intensité (u.a) Intensité (ua) Intensité Intensité (ua) (u.a) 1600 1000 800 600 400 1600 1400 1200 1000 800 600 400 200 200 0 0 820 840 860 880 900 920 940 Longueur d'onde (nm) 960 980 820 1000 840 860 880 900 920 940 Longueur d'onde (nm) 960 980 1000 Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) f. Raies atomiques du xénon et du chlore Figure 5.6: Spectres de l’excilampe xénon/chlore à une fréquence de 160kHz, taux du mélange de Xe: Cl2 = 1000:1 (colonne de droite) et 1000:4 (colonne de gauche) en fonction de la pression totale. Une étude approfondie des spectres a montré que : L’émission centrée à 308nm était présente quelle que soit la condition expérimentale. Elle est toujours intense et sa largeur spectrale à mi-hauteur reste dans tous les cas inférieure à 10nm (comme le montre la figure 5.6.b), son aile rouge décroit plus rapidement que l’aile bleu. Cette émission est attribuée à la transition XeCl* (BX), l’asymétrie peut être expliqué par la participation des niveaux de vibration plus élevé que v’=0 [Su-1]. L’intensité de l’émission à 308nm dépend de la pression totale du mélange et aussi du taux de chlore dans le mélange, comme le montre la figure. En comparant ces deux émissions pour deux taux de mélange, nous avons constaté que l’intensité maximale d’émission à 308nm est obtenue pour un mélange 1000:4. L’émission à 345nm était plus large que celle à 308nm mais son intensité est très faible. En réalité, elle correspond à deux types de transition: XeCl* (BA) et en particulier XeCl*(CA) [Ha-3]. L’intensité maximale de cette émission dépend aussi de la pression totale et du taux de mélange. L’émission centrée à 490nm était seulement détectable lorsque le taux du mélange est inférieur à 1000:1.5 et des pressions totales supérieures à 2.10 4Pa, comme le montre la figure 5.6 (d). Son intensité augmente avec une augmentation de la pression totale dans l’excilampe. L’émission de ce continuum est liée à deux 156 causes suivantes: la première est due à la transition de l’état 4 2 du Xe2Cl* à l’état fondamental [As-1]; la deuxième est due à l’effet du rayonnement VUV (172nm) absorbé par le verre en silice. En effet, la silice absorbe le rayonnement VUV (172nm) et émet un rayonnement de fluorescence visible au centre à 500nm. Les émissions dans la gamme de longueur d’onde de 800nm à 1000nm présentent les raies atomiques du xénon atomique et aussi peut être du chlore atomique [Tr1][Mo-2] (voir la figure 5.6.f). Ici, on a essayé d’identifier les raies atomiques du chlore mais on n’a rien observé. 157 - p =125mbar, f = 160kHz p =197mbar, f = 160kHz f=160kHz, p=125mbar f=160kHz, p=197mbar 15000 Intensité Intensité (ua) (u.a) 7000 Intensité Intensité (ua) (u.a) Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 8000 6000 5000 4000 3000 2000 10000 5000 1000 0 0 200 400 600 800 Longueur d'onde (nm) 1000 200 1200 400 600 800 1000 1200 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) a. Spectre global de l’excilampe XeCl f=160kHz, p=197mbar f=160kHz, p=125mbar 7000 5000 4000 3000 2000 8000 6000 4000 2000 1000 290 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 10000 6000 Intensité Intensité (ua) (u.a) Intensité Intensité (ua)(u.a) 12000 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 0 325 295 Longueur d’onde (nm) 300 305 310 315 320 325 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) b. Bande 308nm f=160kHz, p=125mbar Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 450 400 Intensité Intensité (ua) (u.a) 300 Intensité (u.a) Intensité (ua) f=160kHz, p=197mbar Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 250 200 150 100 350 300 250 200 150 100 50 320 50 330 340 350 360 Longueur d'onde (nm) 370 0 320 380 330 340 350 360 370 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) c. Emission centrée à 345nm 158 380 f=160kHz, p=197mbar f=160kHz, p=125mbar 100 90 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 180 80 Intensité (u.a) Intensité (ua) Intensité (u.a) Intensité (ua) 200 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 70 60 50 40 30 160 140 120 100 80 60 20 40 10 20 0 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 560 460 Longueur d’onde (nm) 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 560 Longueur d’onde (nm) d. Emission centrée à 490nm f=160kHz, p=197mbar f=160kHz, p=125mbar Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 3500 2000 Intensité (u.a) Intensité (ua) Intensité Intensité (ua) (u.a) Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 1500 1000 3000 2500 2000 1500 1000 500 500 0 600 605 610 615 620 Longueur d'onde (nm) 625 0 600 630 605 Longueur d’onde (nm) 610 615 620 Longueur d'onde (nm) 625 630 Longueur d’onde (nm) e. Deuxième ordre de la bande 308nm f=160kHz, p=125mbar 1800 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 2000 Intensité (u.a) Intensité (ua) 1600 Intensité (u.a) Intensité (ua) f=160kHz, p=197mbar Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/3 1400 1200 1000 800 600 1500 1000 500 400 200 0 0 800 820 840 860 880 900 920 940 Longueur d'onde (nm) 960 980 1000 800 Longueur d’onde (nm) 820 840 860 880 900 920 Longueur d'onde (nm) 940 960 980 1000 Longueur d’onde (nm) f. Raies atomiques du xénon atome et du chlore atome Figure 5.7: Spectres de l’excilampe XeCl pour des pressions totale de 124mbar (93.2Torr) (colonne de gauche) et 197mbar (148.1Torr) (colonne de droite) et pour les trois taux du mélange différent: 1000:1, 1000:3, et 1000:4. La figure 5.7 montre l’influence du taux de mélange sur les spectres. Trois valeurs de taux Xe: Cl2 ont été considérées: 1000:1, 1000:3 et 1000:4 et ceci pour deux valeurs de la pression 159 totale (124mbar (93.2Torr) et 197mbar (148.1Torr)). Ces résultats nous montent clairement que l’émission de l’excilampe à 308nm est la plus intense à une pression de 197mbar (148.1Torr) et un taux de mélange de 1000:4. Par ailleurs, nos mesures montrent que la fraction principale du rayonnement (jusqu’à 80%) est contenue dans la bande de transition B-X. Cette transition est formée selon les deux réactions suivantes : Xe+ Cl- XeCl* (B, C): Taux de réaction : k1 = 2.10-6 (cm-3s-1) [Go-1] + - * -6 (1) -3 -1 Xe2 + Cl XeCl (B) + Xe: Taux de réaction : k2 = 1.8.10 (cm .s ) [Go-1] * * -31 6 -1 XeCl (B, C) + 2Xe Xe2Cl + Xe: Taux de réaction : k3= 1.5.10 (cm .s ) (2) (3) La formation de la molécule d’exciplexe Xe2Cl* à partir des états B et C du XeCl* par collision à 3 corps avec le xénon dans la réaction (3) est considérée notablement dans l’excilampe lorsque la pression du xénon est suffisamment élevé et le taux de chlore dans le mélange est très faible [Ma-1]. Pourtant la molécule Xe2Cl* est effectivement détruit par collision à deux corps avec le chlore Cl2, le taux de réaction est de 2,6.10 -9(cm-3.s-1) [Od-2]. C’est pourquoi l’émission Xe2Cl* est seulement notable pour les taux du chlore les plus faibles. 5.2.3 Résultats avec l’alimentation en courant L’excilampe est maintenant alimentée par une source de courant avec une amplitude du courant autour de 100mA, une tension d’environ 4kV et une fréquence qui peut varier entre 50kHz et 70kHz. Les figures 5.8 et 5.9 présentent les spectres d’émission de l’excilampe à 50kHz et 65kHz, pour deux taux du mélange (1000:1 et 1000:4) et la pression totale de 140mbar (105.26Torr) à 240mbar (180.45Torr). Ces spectres montrent des profils similaires à ceux obtenues pour une alimentation en tension, mais les intensités de toutes les raies comprises entre 200nm et 1000nm (voir les figures 5.6 et 5.7) sont systématiquement plus faibles à cause d’une puissance électrique moins élevée. Une première explication serait de dire que ces différences sont probablement liées aux différences de fréquence entre les deux alimentations. En effet, pour un taux du mélange donné, lorsque l’on change la fréquence de l’alimentation (de 50kHz à 65kHz), nous observons des variations des intensités spectrales. Elles ont une tendance à 160 augmenter avec une augmentation de la fréquence, comme le montrent les figures 5.10 et 5.11. Les figure 5.12 et 5.13 présentent les spectres de l’excilampe XeCl à la fréquence de 50kHz et 65kHz, et pour une valeur de pression totale de 140mbar (105.26Torr) et 160mbar (120.3Torr) pour trois différents taux du mélange: 1000:1, 1000:3.5 et 1000:4. Ces résultats nous montrent que l’intensité des raies spectrales augmente lorsque le taux du mélange Xe/Cl2 diminue. Ce comportement est diamétralement opposé à celui observé avec une alimentation en tension. Le maximum d’émission à 308nm est maintenant obtenu pour un taux du mélange de 1000:1. La diminution du taux de mélange entraîne également l’augmentation des intensités du deuxième continuum dans la bande de 440nm à 560nm et dans la zone d’infrarouge de 800nm à 1000nm. Cette augmentation devient bien plus prononcée à pression totale très élevée. Ces résultats obtenus ici ont également été confirmés dans le chapitre 3 dédié à la modélisation lorsque l’on a réalisé des études de l’influence des paramètres électriques d’alimentation, de la pression totale et du taux de mélange Xe:Cl2. 161 Xe:Cl2= 1000:1, f=50kHz Xe:Cl2= 1000:4, f=50kHz f=50kHz, Xe/Cl2=1000/1 f=50kHz, Xe/Cl2=1000/4 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 3500 3000 2500 2000 1500 2500 Intensité (ua) Intensité Intensité (ua) (u.a) 4000 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 3000 Intensité (u.a) 4500 2000 1500 1000 1000 500 500 0 0 200 400 600 800 1000 Longueur d'onde (nm) 200 1200 400 600 800 1000 1200 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) a. Spectre global de l’excilampe XeCl f=50kHz, Xe/Cl2=1000/1 f=50kHz, Xe/Cl2=1000/4 p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 2500 3000 2500 2000 1500 2000 Intensité (ua) 3500 Intensité (u.a) 4000 Intensité Intensité (ua) (u.a) p=240mbar p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 1500 1000 1000 500 500 0 290 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 0 290 325 295 Longueur d’onde (nm) 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 Longueur d’onde (nm) b. Bande 308nm f=50kHz, Xe/Cl2=1000/4 p=240mbar 140 p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 120 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 120 100 80 60 100 Intensité (ua) 160 Intensité (u.a) Intensité Intensité (ua) (u.a) f=50kHz, Xe/Cl2=1000/1 80 60 40 40 20 20 320 330 340 350 360 Longueur d'onde (nm) 370 0 380 330 Longueur d’onde (nm) 340 350 360 370 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) c. Emission cenctrée à 345nm 162 380 f=50kHz, Xe/Cl2=1000/4 f=50kHz, Xe/Cl2=1000/1 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar Intensité (ua) (u.a) Intensité 110 100 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 60 Intensité (u.a) Intensité (ua) 120 90 80 70 60 50 50 40 30 20 40 10 30 20 460 480 500 520 540 440 560 460 480 500 520 540 560 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) d. Emission centrée à 490nm f=50kHz, Xe/Cl2=1000/1 f=50kHz, Xe/Cl2=1000/4 1500 900 p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 800 Intensité (u.a) Intensité (ua) Intensité (ua) Intensité (u.a) p=240mbar 1000 500 700 600 500 400 300 200 100 0 600 0 605 610 615 620 Longueur d'onde (nm) 625 630 605 610 615 620 Longueur d'onde (nm) 625 630 Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) e. Deuxième ordre de la bande à 308nm f=50kHz, Xe/Cl2=1000/4 f=50kHz, Xe/Cl2=1000/1 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 400 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 300 250 Intensité Intensité (ua) (u.a) Intensité (ua) (u.a) Intensité 500 300 200 100 200 150 100 50 0 0 -50 800 820 840 860 880 900 920 940 Longueur d'onde (nm) 960 980 1000 800 Longueur d’onde (nm) 820 840 860 880 900 920 940 Longueur d'onde (nm) 960 980 1000 Longueur d’onde (nm) f. Raies atomiques du xénon atome et du chlore atome Figure 5.8 : Spectres de l’excilampe alimentée: fréquence de 50kHz, taux du mélange de 1000:1 (à gauche) et 1000:4 (à droite). 163 Xe:Cl2 =1000:1, f=65kHz Xe:Cl2 =1000:1, f=65kHz f=65kHz, Xe/Cl2=1000/4 f=65kHz, Xe/Cl2=1000/1 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 6000 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 5000 Intensité (ua) (u.a) Intensité Intensité Intensité (ua) (u.a) 7000 5000 4000 3000 2000 4000 3000 2000 1000 1000 0 0 200 400 600 800 Longueur d'onde (nm) 1000 1200 200 400 600 800 1000 1200 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) a. Spectre globale de l’excilampe XeCl f=65kHz, Xe/Cl2=1000/1 f=65kHz, Xe/Cl2=1000/4 Intensité Intensité (ua) (u.a) 6000 5000 4000 3000 2000 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 4500 4000 Intensité Intensité (ua) (u.a) p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 3500 3000 2500 2000 1500 1000 1000 500 0 290 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 0 290 325 295 300 305 310 315 320 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) b. Bande 308nm f=65kHz, Xe/Cl2=1000/1 f=60kHz, Xe/Cl2=1000/4 150 200 Intensité (u.a) Intensité (ua) 180 160 Intensité Intensité (ua) (u.a) p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 140 120 100 80 60 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 100 50 40 20 0 0 320 330 340 350 360 Longueur d'onde (nm) 370 320 380 330 340 350 360 370 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) c. Emission centrée à 345nm 164 380 f=65kHz, Xe/Cl2=1000/1 f=65kHz, Xe/Cl2=1000/4 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 140 p=240mbar p=220mbar 70 Intensité (u.a) Intensité (ua) Intensité (u.a) Intensité (ua) 160 120 100 80 60 p=200mbar p=160mbar p=140mbar 60 50 40 30 20 40 10 20 440 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 460 560 Longueur d’onde (nm) 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 560 Longueur d’onde (nm) d. Emission centrée à 490nm f=65kHz, Xe/Cl2=1000/1 f=65kHz, Xe/Cl2=1000/4 800 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 600 p=240mbar p=220mbar p=200mbar p=160mbar p=140mbar 400 Intensité (ua) Intensité (u.a) Intensité (ua) (u.a) Intensité 700 450 350 300 500 250 400 200 300 150 100 200 50 100 0 0 -50 -100 820 840 860 880 900 920 940 960 980 800 1000 820 840 860 880 900 920 940 960 980 1000 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) e. Raies atomiques du xénon atome et du chlore atome comprise entre 800nm et 1000nm Figure 5.9 : Spectres de l’excilampe alimentée: fréquence de 65kHz, taux du mélange de 1000:1 (à gauche) et 1000:4 (à droite). 165 Xe:Cl2=1000:1, p=160mbar Xe:Cl2=1000:1, p=240mbar p=240mbar,Xe/Cl2=1000/1 p=160mbar,Xe/Cl2=1000/1 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 6000 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 5000 Intensité (ua) (u.a) Intensité Intensité (u.a) Intensité (ua) 7000 5000 4000 3000 2000 4000 3000 2000 1000 1000 0 0 200 400 600 800 1000 Longueur d'onde (nm) 1200 200 400 600 800 1000 1200 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) a. Spectre global de l’excilampe XeCl p=160mbar,Xe/Cl2=1000/1 p=240mbar,Xe/Cl2=1000/1 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 5000 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 4000 Intensité (ua) (u.a) Intensité Intensité Intensité (ua) (u.a) 6000 4500 4000 3000 2000 3500 3000 2500 2000 1500 1000 1000 0 290 500 0 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 295 325 300 305 310 315 320 325 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) b. Bande 308nm p=240mbar,Xe/Cl2=1000/1 p=160mbar,Xe/Cl2=1000/1 120 Intensité Intensité (ua) (u.a) Intensité (u.a) Intensité (ua) 160 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 140 100 80 60 140 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz 120 f=70kHz 100 80 60 40 40 20 20 440 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 460 560 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 560 Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) c. Le continuum centré à 490nm Figure 5.10 : Spectres de l’excilampe XeCl alimentée en courant avec des fréquences comprises entre 50kHz et 70kHz pour un taux du mélange de 1000:1, pression totale = 160mbar (120.3Torr) (à gauche) et 240mbar (180.45Torr) (à droite). 166 Xe:Cl2=1000:4, p =200mbar Xe :Cl2=1000:4, p =240mbar p=200mbar,Xe/Cl2=1000/4 p=240mbar,Xe/Cl2=1000/4 f=50kHz f=55kHz 4000 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 4500 f=60kHz f=65kHz f=70kHz Intensité (ua) (u.a) Intensité Intensité (u.a) Intensité (ua) 5000 3000 2000 4000 3500 3000 2500 2000 1500 1000 1000 500 0 0 200 400 600 800 1000 Longueur d'onde (nm) 1200 200 400 Longueur d’onde (nm) 600 800 1000 1200 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) a. Spectre global de l’excilampe XeCl p=200mbar,Xe/Cl2=1000/4 p=240mbar,Xe/Cl2=1000/4 5000 4000 3500 4000 f=60kHz f=65kHz f=70kHz 3500 Intensité Intensité (ua) (u.a) Intensité (u.a) Intensité (ua) 4500 f=50kHz f=55kHz 3000 2500 2000 1500 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 3000 2500 2000 1500 1000 1000 500 500 0 290 0 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 325 295 Longueur d’onde (nm) 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 325 Longueur d’onde (nm) Bande 308nm p=200mbar,Xe/Cl2=1000/4 p=240mbar,Xe/Cl2=1000/4 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 60 f=50kHz f=55kHz f=60kHz f=65kHz f=70kHz 90 Intensité Intensité (ua) (u.a) Intensité (u.a) Intensité (ua) 70 50 40 30 20 80 70 60 50 40 30 20 10 10 0 440 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 440 560 Longueur d’onde (nm) 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 560 Longueur d’onde (nm) b. Emission centrée à 490nm Figure 5.11: Spectres de l’excilampe XeCl alimenté en courant avec des fréquences comprises entre 50kHz et 70kHz pour un taux du mélange de 1000/4, pression totale = 200mbar (150.37Torr) (à gauche) et 240mbar (180.45Torr) (à droite). 167 f=50kHz, p=140mbar f=50kHz, p=140mbar f=65kHz, Pression totale=140mbar f=50kHz, Pression totale =140mbar 4500 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 6000 Intensité (ua) (u.a) Intensité Intensité Intensité (ua) (u.a) 4000 3500 3000 2500 2000 1500 5000 4000 3000 2000 1000 1000 500 0 0 200 400 600 800 Longueur d'onde (nm) 1000 1200 200 400 Longueur d’onde (nm) 600 800 1000 1200 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) a. Spectre global de l’excilampe XeCl f=65kHz, Pression totale=140mbar f=50kHz, Pression totale =140mbar 4000 3000 2500 2000 1500 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 5000 Intensité (u.a) Intensité (ua) 3500 Intensité (u.a) Intensité (ua) 5500 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 4500 4000 3500 3000 2500 2000 1500 1000 1000 500 500 0 290 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 325 295 300 305 310 315 320 325 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) b. Bande 308nm f=65kHz, Pression totale=140mbar f=50kHz, Pression totale =140mbar 100 80 70 60 50 40 30 80 70 60 50 40 30 20 20 10 10 0 440 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 90 Intensité Intensité (ua) (u.a) 90 Intensité (u.a) Intensité (ua) 100 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 0 440 560 460 480 500 520 540 560 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) c. Emission centrée à 490nm Figure 5.12: Spectres de l’excilampe XeCl pour une pression totale de 140mbar (105.3Torr) et la fréquence à 50kHz et 65kHz. 168 f=50kHz, p=160mbar f=65kHz, p=160mbar f=65kHz, Pression totale=160mbar f=50kHz, Pression totale=160mbar Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 4500 Intensité (ua) (u.a) Intensité Intensité (u.a) Intensité (ua) 4000 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 7000 3500 3000 2500 2000 1500 6000 5000 4000 3000 2000 1000 1000 500 0 0 200 400 600 800 Longueur d'onde (nm) 1000 1200 200 400 Longueur d’onde (nm) 600 800 1000 Longueur d'onde (nm) 1200 Longueur d’onde (nm) a. Spectre global de l’excilampe XeCl f=65kHz, Pression totale=160mbar f=50kHz, Pression totale=160mbar Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 3500 3000 2500 2000 1500 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 6000 Intensité Intensité (ua) (u.a) Intensité (u.a) Intensité (ua) 4000 5000 4000 3000 2000 1000 1000 500 0 290 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 0 290 325 295 Longueur d’onde (nm) 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 325 Longueur d’onde (nm) b. Bande 308nm f=50kHz, Pression totale=160mbar f=65kHz, Pression totale=160mbar Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 Xe/Cl2=1000/3.5 Xe/Cl2=1000/4 Xe/Cl2=1000/1 120 Intensité Intensité (ua) (u.a) Intensité (u.a) Intensité (ua) 150 100 50 100 80 60 40 20 0 0 440 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 440 560 460 480 500 520 Longueur d'onde (nm) 540 560 Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) c. Emission centrée à 490nm Figure 5.13: Spectres de l’excilampe XeCl*pour une pression totale de 160mbar (120.3Torr) et fréquence à 50kHz et 65kHz. 169 5.3 Etude spectroscopique résolue en temps de la bande 308nm Les résultats obtenus dans la partie 5.2 nous montrent que le mode d’alimentation affecte directement l’émission de l’excilampe. Donc, pour mieux comprendre l’influence du mode d’alimentation sur la bande principale à 308nm, nous allons étudier le comportement temporel à l’aide de la spectroscopie résolue en temps pour chacun de deux types d’alimentation. 5.3.1 Schéma de principe expérimental La figure 5.14 présente un schéma de principe pour l’étude de la spectroscopie résolue en temps de la décharge. Les éléments de ce montage sont explicités dans le chapitre 4. Oscilloscope Micro ordinateur Alimentation 6 3 2 1 4 5 Figure 5.14 : Photo du banc d’étude de la spectroscopie résolue en temps de la décharge d’une excilampe XeCl. L’excilampe (1) est alimentée par une source de tension ou une source de courant. Un diffuseur (2) est placé juste devant la lampe pour rendre homogène le signal émis par la lampe vers la lentille UV (3). La lentille UV va focaliser le rayonnement vers la fente du monochromateur Jobin Yvon H25 (4). On peut régler la longueur d’onde du rayonnement UV 170 à étudier grâce au réglage de la position du réseau à l’intérieur du monochromateur. La camera ICCD (5) détecte le signal à la sortie du monochromateur. Ce signal est intensifié à l’intérieur de la camera par l’intensificateur d’image. L’image intensifiée qui vient de la camera est transférée vers le micro-ordinateur. Le contrôleur de la camera (6) gère la synchronisation de l’acquisition et des grandeurs électriques. Cette synchronisation se réalise en reliant le contrôleur de la camera à l’oscilloscope qui donne le signal de synchronisation (trigger). L’oscilloscope enregistre aussi les grandeurs électriques en cours de l’acquisition. Pendant toutes les acquisitions de la bande 308nm, l’excilampe xénon/chlore est fixée à la pression totale de 164mbar (123.3Torr) et le taux du mélange Xe:Cl2 est de 1000: 3. Pour diminuer le bruit, l’acquisition des images est moyennée sur quatre périodes pour l’alimentation en tension et sur deux périodes pour l’alimentation en courant. 5.3.2 Résultats obtenus avec l’alimentation en courant La figure 5.15 montre les images de la bande à 308nm qui ont été prises avec la caméra rapide aux instants t égaux à 16,45s et 23,6s pour une fréquence de 70kHz et pour deux valeurs différentes du temps de charge: tch = 1,2s et tch = 2s. Ici la caméra a été synchronisée avec les signaux électriques afin d’associer les images à la forme d’onde du courant de la lampe. De ces images, nous constatons que la bande à 308nm apparaît sous la forme d’une trace pendant toutes les demi-périodes. La durée de chacune des séquences montrées précédemment, est d’environs 14,2s; cet intervalle correspond à la durée de chaque séquence de décharge dans l’excilampe. Pour mieux observer une corrélation de variation entre l’intensité de la bande 308nm et le courant de l’excilampe à chaque instant d’acquisition pendant deux périodes, nous avons traité ces images obtenues de la figure 5.15 à l’aide du logiciel Matlab. En effet, les images d’intensité de la bande 308nm fournie par la caméra rapide sont données sous la forme d’une matrice en dimension 512x512 à chaque instant t. Nous avons choisi une petite zone comme le montre la figure 5.15 et en faisant la moyenne sur cette matrice, on obtient la valeur moyenne de l’intensité de la bande 308nm pour un temps donné. Finalement, on est ainsi arrivé aux courbes des figures 5.16 (a, b) qui permettent d’étudier les corrélations entres les grandeurs électriques (tension appliquée aux bornes des électrodes, courant de l’excilampe) et l’évolution de l’intensité moyenne. 171 50 50 100 100 Zone traitée par le Matlab 150 150 200 200 250 250 300 300 350 350 400 400 450 450 500 500 50 100 150 200 250 300 350 400 450 50 500 100 150 200 250 300 350 400 450 500 350 400 450 500 t=23,6s t=16,45s a) f= 70kHz, temps de charge: 1,2s 50 50 100 100 150 150 200 200 250 250 300 300 350 350 400 400 450 450 500 500 50 50 100 150 200 250 300 350 400 450 100 150 200 250 300 500 t=23,6s t= 16,45s b) f= 70kHz, temps de charge: 2s Figure 5.15: Images de la bande à 308nm prises par la caméra rapide. 172 5000 UV 308 50000*Courant Tension 4000 3000 2000 1000 0 -1000 -2000 -3000 0 0.5 Variation de la bande 308nm de la lampe XeCl Variation temporelle de la raie à 308nm de la lampe XeCL 10000 Eclairement (u.a), V (V) et I (mA) Eclairement(ua), Tension(V),Courant(A) Eclairement(ua), Tension(V),Courant(A) Eclairement (u.a), V (V) et I (mA) Variation de la bande 308nm de la lampe XeCl Variation temporelle de la raie à 308nm de la lampe XeCL 1 1.5 Temps (s) Temps (s) 2 2.5 3 UV 308nm 50000*Courant Tension 5000 0 -5000 0 0.5 1 1.5 Temps Temps (s) (s) -5 x 10 a) 2 2.5 3 x 10 -5 b) Figure 5.16 : Corrélation entre les grandeurs électriques et l’intensité moyenne de la bande 308nm pendant deux périodes d’acquisition ; a) temps de charge = 1,2s ; b) temps de charge = 2s. La figure 5.16 nous montre l’apparition de la bande qui dépend directement du courant de l’excilampe: les impulsions de courant sont parfaitement synchronisées avec les pics de l’intensité. Concrètement, aux instants t à 2.27s, 8,75s, 16,45s et 23,6s, où le courant est maximal, nous trouvons que l’intensité de la bande à 308nm est maximale. La figure montre aussi que la valeur maximale de l’intensité de la bande à 308nm à la deuxième période du courant est plus forte que celle obtenue durant la première période. Cette différence a été observée par d’autres travaux dans la littérature [Di-1] et confirme les prédictions du modèle dans le chapitre 3. A une fréquence de 70kHz, lorsque l’on varie le temps de charge de 1,2s à 2s on observe que les traces de la bande à 308nm sont plus lumineux, comme le montrent la figure 5.16 (b). Effectivement, cette augmentation du temps de charge a conduit à l’augmentation de la puissance électrique injectée dans l’inductance et à la fois à l’augmentation d’émission du rayonnement à 308nm. La figure 5.17 nous montre clairement une corrélation de l’intensité de la raie à 308nm entre les 5 valeurs de temps de charge. Lors de la diminution de la fréquence de l’alimentation de 70kHz à 60kHz, les résultats obtenus montrent que les traces de la bande 308nm et son évolution temporelle sont toujours les mêmes mais l’intensité est systématiquement beaucoup plus faible (voir la figure 5.18). 173 Variation temporelle de la raie à 308nm lampe XeCL Variation de la bande 308nm dedelala lampe XeCl f=70kHz,tch=1.2micros f=70kHz,tch=1.4micros f=70kHz,tch=1.6micros f=70kHz,tch=1.8micros f=70kHz,tch=2micros 9000 8000 Eclairement (u.a) Eclairement(ua) 7000 6000 5000 4000 3000 2000 1000 0 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 Temps (s) Temps (s) -5 x 10 Figure 5.17: Corrélation de l’intensité de la bande 308nm aux différentes valeurs du temps de charge à 70kHz Variationde temporelle de la308nm raie à 308nm de lampe la lampe XeCl XeCL Variation la bande de la UV 308nm Courant Tension Eclairement (u.a) , V(V), I(mA) Eclairement(ua), Tension(V),Courant(A) 5000 4000 3000 2000 1000 0 -1000 -2000 -3000 0 0.5 1 1.5 2 Temps(s) Temps (s) 2.5 3 -5 x 10 Figure 5.18 : Evolution temporelle de l’intensité de la bande 308nm à la fréquence de 60kHz et temps de charge = 1,2s 5.3.3 Résultats obtenus avec l’alimentation en tension En raison de la conception de l’alimentation en tension, il nous a été possible de faire varier les deux paramètres électriques indépendants suivants: la fréquence dans une gamme de 60kHz à 170kHz et la durée d’impulsion dans une gamme de 0,8s à 2,4s. Mais, dans le 174 cadre de l’étude de l’intensité de la bande 308nm, nous nous sommes limités à la seule variation de la fréquence. La figure 5.19 nous présente une des images de la bande 308nm qui a été prise par la caméra rapide à l’instant t = 18,67s pour une fréquence de 160kHz. Comme dans le cas de l’alimentation en courant précédente, la formation de la bande 308nm apparaît toujours sous la forme d’une trace. Cependant, la durée de l’impulsion UV est plus longue et l’émission est bien plus intense au début de l’impulsion. De plus, nous avons pu remarquer que l’intensité de la raie à 308nm est systématiquement plus lumineuse que dans le cas de l’alimentation en courant (l’intensité maximale ici est d’environ 12000 (unités arbitraires) au lieu d’environ 9000 (unités arbitraires) dans l’alimentation en courant). Cette différence est liée à l’augmentation de la puissance électrique fournie (environ 90W au lieu d’environ 35W pour l’alimentation en courant à 70kHz et temps de charge 2s) et enfin à la forme du courant. 50 100 150 200 250 Zone traitée par le Matlab 300 350 400 450 500 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500 Figure 5.19: Image de la bande 308nm prise par la caméra à t= 18,67s, f = 160kHz. Pour mettre en évidence la corrélation entre l’intensité de la bande à 308nm et la forme du courant de l’excilampe à chaque instant d’acquisition qui circule dans l’excilampe, nous avons traité les images comme précédemment à l’aide du logiciel Matlab, et nous avons ainsi obtenu les courbes sur les figures 5.20 et 5.21. Ces figures nous montrent que l’intensité de la bande à 308nm toujours fortement corrélé au courant comme avant. L’intensité de la bande 308nm est maximale lors du passage du courant par son maximum. Cependant comme le montre la figure 5.23, la valeur des pics ne sont pas les mêmes entre les périodes successives. Ces différences seront interprétées dans la partie qui concerne l’étude du mécanisme du développement de la décharge plus loin. 175 4 14 x 10 Intensité de la raie 308nm 60*Courant 10*Tension Eclairement(ua), Tension(V), Courant(mA) 12 10 8 6 4 2 0 -2 -4 0 0.5 1 1.5 2 Temps(s) -5 x 10 Figure 5.20: Variation temporelle de la bande 308nm à 160kHz sur 4 périodes Temps=0.36e-6 (s) Temps=6.38e-6 (s) Temps=12.66e-6 (s) Temps=18.67e-6 (s) 5000 Intensité (ua) 4000 3000 2000 1000 0 280 290 300 310 Longueur d'onde(nm) 320 330 Figure 5.21 : Corrélation entre les pics maximaux de la bande 308nm 176 5.4 L’imagerie résolue en temps de la décharge de l’excilampe xénon/chlore Comme nous l’avons dit dans le premier chapitre de ce manuscrit, les décharges à barrières diélectriques peuvent fonctionner en deux modes : filamentaire et homogène. Le produit pressiondistance inter-électrodes joue un rôle déterminant pour le passage d’un mode vers l’autre [El-1] [Ha-2]. Cependant ce passage dépend aussi du mode d’alimentation et des paramètres électriques comme la fréquence, le rapport cyclique et le temps de charge. En faisant varier ces paramètres, nous allons obtenir différentes formes comme une décharge purement filamentaire ou homogène mais dans certains cas une décharge mixée filamentaire et diffuse. Pour mieux comprendre l’influence du mode d’alimentation sur la décharge, dans cette partie de l’étude nous allons utiliser une méthode d’imagerie rapide résolue en temps. La figure 5.22 présente le banc expérimental utilisé dans cette phase d’étude. 1 2 4 5 3 Figure 5.22: Banc expérimental d’imagerie résolue en temps. L’excilampe (1) est alimentée comme précédemment par une source de tension (5kV crête, 164kHz) ou source de courant (100mA maximal, 50kHz à 70kHz). Une lentille UV (2) de focale de 5mm est placée entre l’excilampe et la caméra ICCD(3). Le filtre UV (4) à 308nm élimine la partie visible. Le signal qui arrive à la caméra est intensifié à l’intérieur de la 177 camera par son intensificateur d’image intégré. Le contrôleur de la camera (5) gère la synchronisation de l’acquisition d’image et des grandeurs électriques comme précédemment. 5.4.1 Résultats obtenus avec l’alimentation en courant Les figures 5.23 et 5.24 nous montrent les séquences d’images prises par la caméra pour un temps d’intégration de 30ns. Ici la décharge de l’excilampe XeCl fonctionne en mode filamentaire. Nous avons remarqué que la formation de la décharge se fait toujours en filament qui se propage de l’anode vers la cathode, et que le rayonnement à proximité de l’anode est plus intense pendant l’intervalle d’observation. Les décharges que l’on peut observer restent du type surfacique mais, les formes coniques ou en « champignon » sont dues à l’effet du rayon de courbure du tube de la lampe. A pression totale du mélange constante, lors de l’augmentation de la fréquence de 50kHz à 70kHz, l’excilampe émet un rayonnement plus intense. Ceci s’explique comme précédemment par l’injection d’une puissance électrique plus importante. Les images de la décharge à 70kHz présentent plus de filaments que celles à 50kHz et elles sont distribuées plus uniformément dans le volume de la lampe comme le montre la figure 5.24. L’augmentation du nombre de filaments générés dans l’excilampe entraîne la diminution de diamètre de chaque filament [Zh-2][Xu-1] (voir les figures 5.24 et 5.25) et ce résultat conduit à l’augmentation d’émission du rayonnement dans l’excilampe. Le fait que l’anode est plus lumineuse que la cathode pourrait s’expliquer par la dissymétrie du rayonnement entre les séquences positives et négatives du courant qui traverse la décharge. Aux moments où la zone anodique se trouve près de la paroi externe, le capteur UV (à l’extérieur de l’excilampe) recueille plus de lumière que pendant la demi-période où la zone anodique se trouve près du cylindre interne. 178 Electrode interne Cathode externe Electrode externe Anode interne 41600ns 41800ns 42000ns 42200ns 42400ns 42600ns 42800ns 43000ns 43200ns 43400ns 43600ns 43800ns 44000ns 44200ns 44400ns Cathode interne Anode externe 51400ns 51600ns 51800ns 52000ns 52200ns 52400ns 52600ns 52800ns 53000ns 53200ns 53400ns 53600ns 53800ns 54000ns 54200ns Figure 5.23: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence de 50kHz, temps de charge de 1,2s, pression totale du mélange = 206mbar (154.88Torr) 179 Electrode interne Cathode externe Electrode externe Anode interne 29857ns 30000ns 30142ns 30285ns 30428ns 30571ns 30714ns 30857ns 31000ns 31142ns 31285ns 31428ns 31714ns 32000ns 32285ns Cathode interne Anode externe 37000ns 37142ns 37285ns 37428ns 37571ns 37714ns 37857ns 38000ns 38142ns 38285ns 38428ns 38571ns 38857ns 39142ns 39571ns Figure 5.24: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence à 70kHz, temps de charge à 1,2s, pression totale du mélange à 206mbar (154.88Torr) 180 Electrode interne Electrode externe Anode interne Cathode externe 30714ns 30857ns 31000ns 31142ns 31285ns 31428ns 31571ns 31714ns 31857ns 32000ns 32142ns 32285ns 32428ns 32571ns 32714ns Anode externe Cathode interne 38000ns 38142ns 38285ns 38428ns 38571ns 38714ns 38857ns 38285ns 39000ns 39142ns 39285ns 39428ns 39571ns 39714ns 39857ns Figure 5.25: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence = 70kHz, pression totale du mélange = 164mbar (123.3Torr) 181 La durée de chacune des séquences d’images montrées précédemment, est d’environ 2,8s à 50kHz, et d’environ 2,4s à 70kHz, cet intervalle correspond à la durée de chaque séquence de décharge dans l’excilampe. Les figures 5.26 (a, b), nous montrent la correspondance entre l’existence de la décharge sur les séquences d’images et les cycles positifs et négatifs des Courantde de l'excilampe du XeCl (A) Courant l’excilampe XeCl Courant l’excilampe XeCl Courantde de l'excilampe du XeCl (A) courants dans l’excilampe. 0.04 0.02 0 -0.02 -0.04 -0.06 0.08 0.06 0.04 0.02 0 -0.02 -0.04 -0.06 -0.08 1 2 3 4 Temps (s) Temps (s) 5 6 7 8 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 Temps (s) Temps (s) -5 x 10 a) f=50kHz 5 5.5 x 10 -5 b) f=70kHz Figure 5.26 : Courant de l’excilampe XeCl. L’intervalle en rose (à gauche) correspond à la séquence anodique interne ; celui en vert (à droite) à la séquence anodique externe. Nous avons remarqué aussi qu’une petite zone sombre entoure chaque filament et caractérise la constriction de la décharge liée à la croissance locale de la densité du courant. En augmentant la fréquence de l’alimentation de plus en plus des filaments apparaissent dans le volume de décharge, et qui finissent par remplir l’ensemble du volume, comme le montrent les figures 5.24 et 5.25. A une fréquence de 50kHz pour un temps de charge de 1,2s, lors que l’on continue à diminuer la puissance fournie à l’excilampe, le nombre de filaments générés dans le volume devient moins important mais le diamètre des filaments devient plus large. Dans ces conditions, le courant de l’excilampe présenté sur la figure 5.27 correspond à un seul filament présent dans la décharge comme le montre la figure 5.28. Une diminution d’émission UV est constatée. 182 Courant Courant de l'excilampe de l’excilampe du XeCl (A)XeCl 0.02 0.01 0 -0.01 -0.02 -0.03 -0.04 1 2 3 4 Temps (s) Temps (s) 5 6 7 8 -5 x 10 Figure 5.27 : Courant de l’excilampe correspondant à un seul filament qui apparaît pendant la décharge. 183 Electrode interne Electrode externe Anode interne Cathode externe 41400ns 41600ns 41800ns 42000ns 42200ns 42400ns 42600ns 42800ns 43000ns 43200ns 43400ns 43600ns 43800ns 44000ns 44200ns Anode externe Cathode interne 51200ns 51400ns 51600ns 51800ns 52000ns 52200ns 52400ns 52600ns 52800ns 53000ns 53200ns 53400ns 53600ns 53800ns 54000ns Figure 5.28: Séquence d’images montrant la formation et la disparition d’un seul filament à un courant très faible d’environ 20mA, fréquence de 50kHz, pression totale du mélange 206mbar (154.88Torr). 184 5.4.2 Résultats obtenus avec l’alimentation en tension L’exilampe est maintenant alimentée par une alimentation en tension avec une amplitude maximale de tension autour de 5kV et la fréquence qui peut varier de 60kHz à 170kHz. Les séquences d’images de la décharge et les formes d’onde des paramètres électriques typiques pour deux fréquences à 65kHz et 140kHz sont montrées sur les figures 5.29, 5.30, 5.31 et 5.32. Comme le montre la figure 5.29, à basse fréquence (inférieure à 70kHz), plusieurs filaments lumineux distribués au hasard apparaissent dans le volume. Il est intéressant de noter qu’une zone sombre entoure chacun de ces filaments comme avant. En augmentant la fréquence de l’alimentation, de plus en plus de filaments apparaissent dans le volume de décharge et enfin la décharge filamentaire remplit l’ensemble du volume de décharge. Au vue des formes de la tension appliquée aux électrodes et du courant qui traverse la décharge (voir les figure 5.31 et 5.32), nous constatons qu'il n'y a pas de différence évidente de la forme (hormis l’amplitude) du courant entre ces deux modes de décharge, ce qui tend à prouver que la décharge est toujours à l’état filamentaire malgré son apparence uniforme. La formation des filaments se fait toujours, de l’anode vers la cathode et l’anode reste plus lumineuse pendant toute la séquence. Les formes coniques ou en champignon de la décharge à basse fréquence apparaissent plus clairement qu’à haute fréquence. Les filaments observés ne sont pas statiques. Ils bougent en permanence autour de l’électrode interne, de droite à gauche. Le mouvement des filaments devient plus rapide lorsque l’on augmente la fréquence. Cette augmentation entraîne également l’augmentation du nombre de filament dans le volume de décharge, comme le montre la figure 5.30 185 Anode interne Cathode externe Electrode interne Electrode externe 15313ns 15467ns 15773ns 15926ns 16079ns 16232ns 16385ns 16539ns 16692ns 16845ns 16998ns 17151ns 15304ns 17457ns Anode externe Cathode interne 17661ns 18070ns 19223ns 18376ns 18529ns 18683ns 18989ns 19142ns 19295ns 19448ns 19601ns 19754ns 19908ns 20061ns 20214ns 20367ns Figure 5.29: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV, fréquence = 65kHz, pression totale du mélange = 206mbar (154.88Torr) 186 Anode interne Cathode externe Electrode interne Electrode externe 14334ns 14405ns 14477ns 14548ns 14619ns 14691ns 14762ns 14833ns 14905ns 14976ns 15047ns 15119ns 15190ns 15261ns 15333ns Anode externe Cathode interne 15546ns 15618ns 15689ns 15760ns 15832ns 15903ns 15974ns 16046ns 16117ns 16188ns 16260ns 16331ns 16402ns 16474ns 16545ns Figure 5.30: Séquence d’images montrant la formation et la disparition de la décharge dans l’UV fréquence = 140kHz, pression totale du mélange = 206mbar (154.88Torr) 187 Tension appliquée et Courant (unités en légende) Tension appliquée (V) 10000.Courant (A) 3000 2000 1000 0 -1000 -2000 0 1 2 3 Temps (s) 4 5 6 -5 x 10 Figure 5.31 : Tension appliquée aux électrodes (en vert) et courant (en rouge) qui traverse l’excilampe sous l’alimentation en tension, à fréquence de 65kHz, pression totale: 206mbar Tension appliquée et Courant (unités en légende) (154.88Torr). Tension appliquée (V) 10000.Courant (A) 3000 2000 1000 0 -1000 -2000 0.5 1 1.5 Temps (s) 2 2.5 -5 x 10 Figure 5.32 : Tension appliquée (en vert) aux électrodes et courant (en rouge) qui traverse l’excilampe sous l’alimentation en tension, à fréquence de 140kHz, pression totale: 206mbar (154.88Torr) 188 5.5 Etude du vieillissement de l’excilampe xénon/chlore Récemment, l’utilisation des sources du rayonnement UV et UVB basées sur les émissions d’excimères et d’exciplèxes a progressé de façon significative. Afin de démontrer la supériorité d’une lampe à barrière diélectrique par rapport à une lampe classique avec des électrodes dans le volume de la décharge nous avons mené une étude de vieillissement avec une lampe où les électrodes en acier inoxydable sont en contact direct avec la décharge. Les résultats obtenus de [Er-2] ont montré que la duré de vie de cette lampe n’a pas dépassé une heure de fonctionnement. Ce résultats est bien logique sachant que le chlore est un gaz très corrosif quelque soit sont état (molécules, atomes, ions, métastable. Certains travaux publiés dans la littérature [Sh-2][Pa-2] rapportent qu’en utilisant des électrodes en nickel, la durée de vie de l’excilampe augmente de dix fois par rapport à la durée de vie annoncée ci-dessus. D’autres études de vieillissement ont aussi été analysée [Er-2][Zh-1] et le résultat est toujours le même, les électrodes dégradent la durée de vie de la lampe de façon spectaculaire. En utilisant des électrodes couvertes d’une couche diélectrique, la durée de vie augmente, mais, dans la plupart des cas cette augmentation reste faible par rapport à celle prévue par la théorie. C’est ainsi que, l’utilisation pratique de l’excilampe à DBD est encore limitée par sa durée de vie qui peut être considérée comme « courte » pour certaines applications. Depuis quelques années, une société française a développé un appareil de traitement dermatologique basée sur une source DBD utilisant un mélange xénon/chlore afin d’obtenir un rayonnement UVB à 308nm correspondant à la bande d’émission du XeCl*. Cet appareil intègre une excilampe xénon/chlore fabriquée au LAPLACE. Cette lampe, équipe tous les appareils, et reste toujours produite en petite série (une centaine de pièces par lot) dans nos locaux avec une machine de notre conception. Bien que la lampe remplisse toutes les conditions nécessaires pour être intégrée dans un appareil à usage médicale, la société Quantel constate que le rayonnement fourni par l’appareil diminue au fil du temps. Ce phénomène devient perceptible, en général, au bout de quelques centaines d’heure de fonctionnement cumulé et oblige les praticiens à augmenter le temps du traitement afin de respecter la dose délivrée au patient. Toutefois pour une décharge sans électrodes, la durée de vie théorique devrait dépasser plusieurs milliers d’heures. Nous avons donc essayé de comprendre les mécanismes de vieillissement afin de proposer des solutions au problème. En effet une durée de vie de l’ordre de 1000h serait tout à fait acceptable pour ce type système. 189 L’objectif principal dans cette partie de notre étude, consiste à initier une réflexion sur les mécanismes de vieillissement qui seraient principalement liés aux interactions entre les différentes espèces produites dans le plasma et la paroi diélectrique du tube qui finit par affecter la cinétique chimique dans la décharge. 5.5.1 Evolution de l’émission pendant le fonctionnement prolongé La figure 5.33 présente un schéma de mesure de la quantité de rayonnement émis par l’excilampe. Pour cela, nous avons fait fonctionner l’excilampe pendant dix semaines en continu (1000h). Pendant cette période, l’excilampe (1) (pression totale de 164mbar (123.3Torr) et taux de mélange Xe:Cl2, au moment du remplissage, 1000:4), est alimentée par une alimentation en tension (2) avec une amplitude de 5kV à une fréquence de 150kHz. Le radiomètre P9710(3) équipé d’une photocellule (4) placée en face de l’excilampe mesure l’éclairement énergétique autour de 308nm (la bande passante de cette photocellule a été décrite dans le chapitre 4). En parallèle, le spectre émis par l’excilampe est également enregistré à l’aide du spectromètre HR4000 [6] équipé d’une fibre optique [5] 6 7 1 1 5 5 2 8 2 Alimentation en tension impulsionnelle 4 9 3 3 Figure 5.33 : Schéma de mesure de l’évolution de l’éclairement énergétique à 308nm pendant un fonctionnement prolongé 190 La figure 5.34 montre l’évolution de l’éclairement énergétique à 308nm pendant 1000h de fonctionnement. 45 Elcairement énergétique (mW/cm2) Puiss ance optique de la lampe en m W/cm2 Puissance optique 40 35 30 25 20 0 200 400 600 800 1000 1200 Temps fonctionnement en h(h) Temps de de fonctionnement Figure 5.34 : Eclairement énergétique à 308nm de l’excilampe XeCl en fonction du temps de service Cette courbe nous montre deux phases de décroissance qui devraient être liées à des mécanismes bien distincts : Phase 1 : jusqu’à environs 70h de fonctionnement, l’éclairement énergétique diminue rapidement, de 43mW/cm2 à 33 mW/cm2. Phase 2 : à partir de 70h jusqu’à la fin de l’expérimentation, nous avons observé une décroissance continue mais à rythme plus lent. La diminution de l’éclairement énergétique de l’excilampe peut être observée clairement à travers le changement des spectres. La figure 5.35 nous montre la variation des différentes parties du spectre: à la bande 308nm, les continuums de 320nm à 380nm et de 440nm à 540nm pour deux excilampes à 164mbar (123.3Torr) (la première est pour un taux de mélange de 1000:4 après 1000h de fonctionnement et la deuxième est pour un taux de mélange de 1000:1). Nous constatons que la variation des spectres de l’excilampe XeCl (taux de mélange de 1000:4) après 1000h de fonctionnement est identique à celle obtenue pour un taux de 191 mélange de 1000:1. De ces résultats obtenus, on peut dire que la diminution de l’éclairement énergétique à 308nm de l’excilampe XeCl est due à la diminution de la pression partielle du chlore dans le mélange pendant la décharge. Ceci a également été confirmé par les résultats du modèle dans le chapitre 3. 192 Xe:Cl2=1000:1, f = 160kHz Xe:Cl2=1000:4 après 1000h f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 8000 15000 10000 Eclairement en ua Intensité (u.a) Intensité (ua) 6000 0h 289h 480h 728h 1012h Intensité (u.a) p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 7000 5000 4000 3000 5000 2000 1000 0 0 295 300 305 310 Longueur d'onde (nm) 315 320 298 325 300 302 304 306 308 310 312 314 316 318 Longueur d'onde en nm Longueur d’onde (nm) Longueur d’onde (nm) b) a) Bande 308nm f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 400 Intensité (u.a) Intensité (u.a) Intensité (ua) 200 0h 289h 480h 728h 1012h 500 150 100 Eclairement en ua 250 300 200 100 50 0 0 320 330 340 350 360 370 330 380 340 350 360 370 380 Longueur d'onde en nm Longueur d’onde (nm) Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) d) c) Emission de 320nm à 380nm f=160kHz,Xe/Cl2=1000/1 180 p=195mbar p=185mbar p=175mbar p=165mbar p=144mbar p=124mbar 120 Intensité (u.a) Intensité (u.a) Intensité (ua) 140 100 80 60 40 0h 289h 480h 728h 1012h 120 20 Eclairement en ua 160 100 80 60 40 0 440 460 480 500 520 540 20 560 450 Longueur d'onde (nm) Longueur d’onde (nm) 460 470 480 490 500 510 520 530 540 Longueur d'onde en nm Longueur d’onde (nm) e) f) Emission de 440nm à 560nm Figure 5.35: Corrélation des spectres entre deux excilampe XeCl à 164mbar (123.3Torr) pour un taux de mélange de 1000/4 après 1000h de fonctionnement (a, c, e) et un taux de mélange de 1000/1 (b, d, f) 193 5.5.2 Facteurs probables du vieillissement de l’excilampe et leur identification Quels sont les mécanismes responsables de la décroissance du rayonnement à 308nm ? Pour trouver une réponse possible à ce problème nous avons tout d’abord analysé la littérature. La synthèse des études réalisées au sujet du vieillissement des lampes sans électrodes nous a donc permis de dégager quelques facteurs probables à l’origine du vieillissement prématuré : Une interaction de l’halogène en phase gazeuse avec la surface de la paroi (en verre). Le verre peut à la longue absorber l’halogène et ainsi en l’absence d’un réservoir d’halogène, diminuer sa pression partielle dans le mélange. L’apparition d’impuretés (dégazage du verre) comme l’oxygène, l’eau, les hydrocarbures, etc. Ces impuretés, même en faible concentration, peuvent détourner une partie de l’énergie fournie vers des canaux cinétiques non radiatifs (quenching). La formation de l’excimère Xe2* qui peut concurrencer la production d’exciplèxes et ainsi diminuer le rayonnement utile. Nous allons négliger le vieillissement du diélectrique qui peut être lié à la solarisation du verre. Puisque les électrodes dans notres lampe XeCl ne sont pas en contact direct avec la décharge. Afin de trouver les facteurs qui entraînent le vieillissement de l’excilampe, nous allons tout d’abord observer les comportements des lampes qui ont vieilli dans des conditions contrôlées. Dans cette phase nous allons utiliser principalement le rayonnement émis à 308nm comme indicateur du vieillissement. Tout d’abord, on va voir si le vieillissement change l’intensité et/ou la forme de l’impulsion de rayonnement. Nous allons donc utiliser le dispositif de spectroscopie résolue en temps pour l’observation de l’émission 308nm des excilampes vieillies et les comparer à une lampe de référence. Les paramètres des deux lampes vieillies et d’une lampe de références utilisées dans cette partie sont présentés dans le tableau ci-dessous. 194 Lampe de référence A35 A61 164mbar 164mbar 164mbar (123.3Torr) (123.3Torr) (123.3Torr) Taux de mélange 1000:2 1000:2 1000:2 Temps de fonctionnement Inconnu 200h 160h Pression totale Tableau 5.2: Paramètres des lampes vieillies Toutefois, il nous a semblé nécessaire de chercher des différences observables sur les autres parties du spectre des lampes vieilles. Parce que le vieillissement pourrait probablement entraîner des changements anormaux dans les continuums et/ou les raies atomiques dans l’infrarouge. Pour observer ces différences, nous avons fait des acquisitions de spectres par le spectromètre HR4000. 5.5.2.1 Résultats obtenus par spectroscopie résolue en temps Les excilampes sont alimentées par une source de tension avec une amplitude à environ 5kV et une fréquence autour de 164kHz. Pour chaque excilampe, comme avant, nous avons utilisé une acquisition sur 4 périodes successives. Les figures 5.36, 5.37 et 5.38 présentent les évolutions temporelles de la bande 308nm des trois lampes respectivement. D’après ces trois figures, nous constatons que : Les formes temporelles de trois bandes à 308nm et ses continuums sont toujours similaires mais leurs intensités varient. Comme avant, pour des raisons que nous avons déjà expliqué, l’intensité des pics durant la deuxième période de la tension est plus intense que ceux à la première période quelque soit l’âge de la lampe. A partir de ces résultats obtenus, on peut dire que l’intensité du rayonnement à 308nm diminue mais sa forme reste toujours inchangée, comme le montre la figure 5.39. 195 VARIATION TEMPORELLE DE LA RAIE à 308nm DE LA LAMPE A035 ECLAIREMENT SPECTRIQUE ENERGETIQUE (ua), TENSION(V), COURANT(mA) Eclairement energétique (u.a), I (mA) et V (V) 8000 8000 UV à 308nm courant 10000*Courant tens ion Tension UV à 308nm 6000 4000 4000 2000 0 0 -2000 -2000 -4000 -2000 -6000 -6000 0 0 0.5 0,5 1 1 1.5 TEM PS (s) 1,5 2 2.5 2 2,5 Temps (s) 3 10-5 x 10 3 -5 Figure 5.36 : Variation temporelle de la raie à 308nm de la lampe A35 V ARIATION TEM PO RELLE DE LA RAIE à 308nm DE LA LAM PE A061 UV à 308nm 10000*Courant Tension UV à 308nm c ourant tens ion ECLAIREMENT SPECTRIQUE ENERGETIQUE (ua), TENSION(V), COURANT(mA) Eclairement energétique (u.a), I (mA) et V (V) 8000 8000 6000 4000 4000 2000 0 0 -2000 -2000 -4000 -2000 -6000 -6000 0 0 0.5 0,5 1 1 1.5 TE MP S (s ) 1,5 2 2 Temps (s) Figure 5.37 : Variation temporelle de la bande 308nm de la lampe A61 196 2.5 2,5 10-5 3 x 10 3 -5 VARIATION TEM PO RELLE DE LA RAIE à 308nm DE LA LAM PE DE REFERENCE ECLAIREM ENT SPECTRIQUE ENERG ETIQUE (ua), TENSIO N(V), CO URANT(m A) Eclairement energétique (u.a), I (mA) et V (V) 4000 4000 UV à 308nm UV à 308nm courant tension 10000*Courant Tension 3000 2000 2000 1000 0 0 -1000 -2000 -2000 -3000 -4000 -4000 -5000 -6000 0 0 0. 5 0,5 1 1 1. 5 TEM PS (s) 1,5 2 2 2.5 2,5 Temps (s) 10-5 3 3 x 10 -5 Figure 5.38 : Variation temporelle de la bande 308nm de la lampe de référence Comparaison de l'évolution temporelle à 308nm pour les 3 lampes 7000 7000 Lampe de référence Lampe A035A035 Lampe Lampe A061 Lampe A061 6000 6000 5000 ECLAIREMENT SPECTRIQUE ENERGETIQUE (ua) Eclairement energétique (u.a), I (mA) et V (V) Lampe Reférence 4000 4000 3000 20002000 1000 0 0 -1000 -1000 0 0 0.5 0,5 11 1.5 TEMPS (s) 1,5 Temps (s) 2 2 2.5 2,5 10-5 Figure 5.39 : Comparaison de l’évolution de la bande 308nm des trois lampes 197 3 3 -5 x 10 5.5.2.2 Résultats obtenus par acquisition des spectres d’émission Le but principal de ces mesures est de voir les différences entre le spectre des deux lampes vieillies (A35, A61) et la lampe de référence. La figure 5.40 montre l’émission de la bande 308nm qui décroît avec l’âge. Cette décroissance est le plus probablement liée à la disparition du chlore sur la paroi par absorption. Pour éviter que la bande 308nm n’occulte les autres parties du spectre nous avons placé une lame de verre juste devant la lampe pour atténuer le rayonnement à 308nm qui pourrait nous gêner pour observer les autres parties du spectre A c quis ition des s pec tres à 308nm 18000 lam pe référenc e lam pe A 035 lam pe A 061 Eclairement spectrique énergétique (u.a) 16000 14000 12000 10000 8000 6000 4000 2000 0 270 280 290 300 310 longueur d'onde (nm ) 320 330 Figure 5.40 : Bandes à 308nm des trois lampes. La figure 5.41 montre une comparaison de trois spectres correspondants aux trois lampes dans la gamme de 200nm à 1000nm. Nous observons ainsi que : Nous n’avons pas observé de différences notables dans la zone allant de 320nm à 400nm, si ce n’est qu’une légère augmentation de l’intensité de ce continuum pour les lampes vieilles par rapport à la lampe de référence. 198 Entre 400nm et 560nm (zone du continuum), l’intensité maximale émise par les deux lampes vieillies reste comparable, mais cette valeur est significativement plus forte que celle mesurée pour la lampe de référence. Dans la zone visible de 600nm à 800nm, il n’y a pas différences notables sur les spectres des trois lampes. Les raies atomiques apparues dans la zone d’infrarouge de 800nm à 1000nm ne présentent pas de différence remarquable non plus. Les figures 5.42 et 5.43 présentent les continuums très remarquables des trois lampes. Nous rappelons ici que l’émission centrée à 345nm est lié à la transition XeCl* (BA) et il n’est pas très intense. L’émission centrée à 490nm plus intense est lié à la transition XeCl*(CA). L’intensité maximale de cette émission a tendance d’augmenter avec la diminution de la concentration du chlore dans le mélange. Ac quis ition des s pec tres par s pec tromètre Elairem ent s pec trique énergétique(ua) 2000 Lam pe de Référenc e Lam pe A035 Lam pe A 061 1800 1600 1400 1200 1000 800 600 0 200 400 600 800 Longueur D'onde (nm) 1000 Figure 5.41 : Spectres des trois lampes obtenus par le spectromètre HR4000 199 1200 Eclairement spectrique énergétique (u.a) 3 x 10 4 A c quis it ion des s pec tres à 345nm lam pe référenc e lam pe A 035 lam pe A 061 2.5 2 1.5 1 0.5 0 310 320 330 340 350 360 370 longueur d'onde (nm ) 380 390 400 Figure 5.42 : Premier continuum des trois lampes entre 320nm et 380nm A c quis ition d es s p ec t res à 500nm 4000 Eclairement spectrique énergétique (u.a) 3500 3000 2500 lam pe référen c e lam pe A 0 35 lam pe A 0 61 2000 1500 1000 500 42 0 440 46 0 480 50 0 lo ngeur d'ond e (nm ) 5 20 540 5 60 Figure 5.43 : Deuxième continuum des trois lampes entre 420nm et 580nm. Etant donné que l’intensité de bande 308nm et du premier continuum diminue avec l’âge tandis que celle du deuxième continuum augmente nous pouvons affirmer qu’il existe un mécanisme de transfert d’excitation entre les différents niveaux moléculaires. Etant donné des conditions de fonctionnement de la décharge, il n’y a que les atomes du gaz majoritaire (Xe) 200 qui peuvent participer efficacement à ce mécanisme. La formation d’exciplèxes triatomiques tels que le Xe2Cl* dans l’état 4 2 pourrait entrer en jeu. Cette molécule apparaît quand la pression totale dépasse 250mbar et le taux de chlore dans le mélange est très faible. Ceci a également été confirmé par les résultats du modèle dans le chapitre 3. Une autre possibilité serait la destruction de XeCl * à l’état B au profit de l’excimère Xe*2. Malheureusement, le Xe *2 émet une bande autour de 172nm qui est absorbée par le tube et donc elle n’est pas observable directement. Nous voudrons souligner ici que pendant nos expérimentations nous avons observé un rayonnement d’apparence « pourpre » qui ne correspond à aucune raie atomique ou bande moléculaire du système. La figure 5.44 montre le spectre de la fluorescence de la silice. Ce rayonnement ne peut être attribué qu’à un phénomène de fluorescence du verre qui constitue la paroi du tube et qui absorbe partiellement au totalement les émissions dans le domaine UV et surtout VUV (figure 5.45) du spectre principalement due à la raie de l’excimère Xe *2 à 172nm. 400 Photoluminescence (u.a) PL-Intensity (a.u.) Silice de type II traité Silice de type II non traité 300 200 100 0 300 400 500 600 700 Longueur d’onde (nm) Wavelength (nm) Figure 5.44 : Photoluminescence du verre de types II traité et non traité chimiquement [Sc-1] 201 Figure 5.45 : Transmittance de différents types de verres du VUV à l’IR lointain 12 L’intensité de ce rayonnement peut constituer un indicateur de vieillissement. En effet, plus la fluorescence de la silice est importante, plus il y a formation de d’excimère Xe *2 qui « cannibalise » la formation de l’exciplèxe XeCl*, comme le montre les figures 5.41 et 5.43. Un troisième mécanisme pour la destruction sélective de XeCl* pourrait être lié aux impuretés en provenance de la paroi. Toutefois, il nous semble très improbable que ce quenching soit suffisamment sélectif pour dépeupler le niveau B du XeCl* tout en peuplant les niveaux de départ du premier et deuxième continuum. Pour limiter encore plus ce type de problème nous avons soumis la lampe pendant sa fabrication à un procédé de dégazage qui élimine l’eau qui est contenue dans le verre ainsi que les matières grasses et les matières organiques qui restent suite à fabrication du tube. Ce procédé, mise en œuvre au LAPLACE, consiste à chauffer la lampe par un four à d’environ 5500C (avec une rampe de température contrôlée). Une fois cette valeur atteinte, la lampe est maintenue à cette température pendant quelques heures. Durant ce temps, la pression à l’intérieur de la lampe, qui reste connecter sur le banc de pompage et maintenue autour de 10 -6mbar. 5.5.3 L’influence de la pression partielle du chlore Pour mieux analyser l’influence de la disparition du chlore dans le tube par adsorption nous allons simuler la perte progressive de ce gaz en faisant diminuer artificiellement sa pression. Ceci est faisable en maintenant pendant toute la durée de l’expérimentation les lampes connectées en permanence sur le banc de pompage. Par souci de simplicité, nous appellerons ces tubes « lampes ouvertes ». Toutefois, comme nous ne connaissons pas les temps 12 Source : http://www.u-optic.com/material.htm 202 caractéristiques d’adsorption et que le temps de mesure peut être assez long nous avons décidé de faire appel à un processus de « passivation » de la paroi du tube. La passivation est un traitement qui permet de diminuer le taux d’adsorption du composant minoritaire du mélange par les parois solides : dans notre cas limiter la disparition du chlore sur la paroi en verre. Le procédé le plus simple pour passiver le tube consiste à faire saturer le verre avec l’élément minoritaire (chlore). Pour notre cas cela se traduit par une étape qui se situe entre le dégazage décrit ci-dessus et le remplissage final de la lampe: on introduit ainsi 20mbar de chlore pur dans le tube vide dégazé et nous laissons pendant quelques heures à température élevée. Enfin, nous vidons la lampe. La procédure de remplissage consiste à injecter dans la lampe vide dégazée et passivée le mélange désiré. Pour obtenir la pression partielle du chlore dans le mélange avec une bonne précision nous faisons appel à une astuce que nous expliquerons avec un exemple. Ainsi, si nous cherchons à obtenir une concentration de 0.49% de chlore dans un mélange de 160mbar (120.3Torr) de la pression totale, il faudrait injecter 0.784mbar (0.589Torr) de chlore dans le tube. Compte tenu de la précision de la jauge de pression de remplissage il est très difficile d’introduire la pression de chlore ci-dessus avec une bonne précision. Pour obtenir un bon résultat nous allons introduire 4.9mbar (3.76Torr) de chlore dans 1000mbar de xénon pur et après nous allons descendre la pression jusqu’à 160mbar (120.3Torr). Le mode d’acquisition des spectres est identique à celui décrit dans les paragraphes précédents. En comparant les spectres obtenus avec les lampes ouvertes à ceux des lampes vieillies (A35 et A61), nous espérons évaluer la pression partielle du chlore dans le mélange des lampes vieillies. Les figures 5.46, 5.47, 5.48, 5.49 et 5.50 montrent les spectres de la lampe ouverte passivée en fonction des différentes pressions totales et des différents taux de chlore. Nous observons que : Le premier continuum augmente un peu lorsque la pression totale du mélange et aussi le taux du chlore augmentent. Le deuxième continuum entre 470nm et 560nm croît aussi avec la pression totale mais cette croissance est bien plus prononcée pour la gamme des faibles pressions partielles 203 du chlore. Ce résultat est parfaitement conforme avec ceux obtenus avec les lampes vieillies. (n m ) Figure 5.46 : Spectres du mélange 1000:1 (Xe:Cl2 ) avec des pressions différentes (n m ) Figure 5.47 : Spectres du mélange 1000:1,5 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes 204 (n m ) Figure 5.48 : Spectres du mélange 1000:2 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes (n m ) Figure 5.49 : Spectres du mélange 1000:2,5 (Xe:Cl2) avec des pressions différentes 205 (n m ) Figure 5.50 : Spectres du mélange 1000:3 (Xe:Cl2 ) avec des pressions différentes En partant de ces observations nous pouvons maintenant affirmer que la cause de l’augmentation de l’intensité du deuxième continuum pendant le vieillissement est due à la diminution du taux de chlore dans le mélange car la pression totale du mélange à l’intérieur de la lampe ne peut pas augmenter. Les résultats obtenus ici sont en accord avec ceux du modèle obtenus dans le chapitre 3. S’il y a donc une diminution du taux de chlore dans le mélange, il y a certainement une adsorption par le verre. Par la suite, pour vérifier que l’interaction du chlore avec la paroi réelle, nous avons vidé et « rincer » la lampe pour introduire ensuite du xénon pur à 164mbar (123.3Torr). En faisant fonctionner cette lampe nous avons pu observer de nouveau la bande 308nm caractéristique du XeCl*. La seule source de chlore dans ce tube ne peut être que les molécules piégées dans le verre qui dégazent. Toutefois, ceci peut paraître parfaitement logique puisque le verre a été saturé en chlore pendant la phase de passivation. Afin de montrer l’effet de l’adsorption du chlore par le verre nous avons utilisé une lampe xénon/chlore neuve et non-passivée. Après fonctionnement nous l’avons vidé et rempli à nouveau avec du xénon pur à 164mbar (123.3Torr). Nous avons ainsi pu comparer son spectre avec celui obtenu à l’étape précédente 206 Pour voir les évolutions du rayonnement émis par chaque lampe, nous avons fait quatre acquisitions de spectre toutes les deux minutes. Les figure 5.51 et 5.52 nous montrent les spectres obtenus du xénon pur dans la lampe passivée et celle qui n’est pas passivée. Sepctre pour Xenon Pur à 164mbar pour la lampe passivée Sepctre pour Xenon Pur à 164mbar pour la lampe passivée 1050 acquisition t=0mn acquisition t=2mn acquisition t=4mn acquisition t=6mn 1800 acquisition t=0mn acquisition t=2mn acquisition t=4mn acquisition t=6mn 1000 Ecalirement Spectrique Energétique (ua) Ecalirement Spectrique Energétique (ua) 2000 1600 1400 1200 1000 800 950 900 850 800 750 700 650 600 600 0 200 400 600 800 Longueur d'onde (nm) 1000 280 1200 300 320 340 Longueur d'onde (nm) 360 380 Figure 5.51: Spectres de l’excilampe passivée avec du xénon pur à 164mbar (123.3Torr) Sepctre pour Xenon Pur à 164mbar pour la lampe non passivée Sepctre pour Xenon Pur à 164mbar pour la lampe non passivée 1000 acquisition t=0mn acquisition t=2mn acquisition t=4mn acquisition t=6mn 2500 Ecalirement Spectrique Energétique (ua) Ecalirement Spectrique Energétique (ua) 3000 2000 1500 1000 acquisition t=0mn acquisition t=2mn acquisition t=4mn acquisition t=6mn 950 900 850 800 750 700 650 500 0 200 400 600 800 Longueur d'onde (nm) 1000 1200 285 290 295 300 305 310 315 Longueur d'onde (nm) 320 325 330 Figure 5.52: Spectres de l’excilampe non passivée avec du xénon pur à 164mbar (123.3Torr) Nous constatons que la bande 308nm, même si son intensité est très faible, apparaît toujours sur tous les spectres donc il y a en effet une adsorption du chlore par la paroi. Bien entendu, la bande 308nm de la lampe passivée est plus intense que celle de la lampe non passivée mais 207 tout compte fait la différence est assez faible (de l’ordre de 10%) ce qui tend à prouver que le verre non passivé a adsorbé une quantité importante de chlore en un temps court. Donc, nous pouvons conclure qu’il y a une forte interaction entre le chlore avec la surface de la paroi (verre). Cette interaction entraîne la diminution de la pression partielle du chlore qui implique à son tour la diminution du rayonnement émis dans la bande 308nm. En analysant la littérature nous avons trouvé que ce processus d’adsorption est très complexe et n’en a lieu que lorsque la décharge est présente. Nous allons résumer très rapidement les étapes : Le chlore moléculaire est dissocié par impact électronique (adhésion dissociative) dans la décharge Cl2 + e Cl + Cl- Le chlore atomique interagit avec la silice. Pour cette étape nous avons identifié deux possibilités: La première, qui est la plus connue, le chlore remplace l’oxygène en l’injectant dans le volume selon la réaction : SiO2 + 4Cl SiCl4+O2 Cette réaction purement surfacique, cependant nous n’avons jamais observé du rayonnement d’oxygène dans les spectres de nos lampes. Nous en déduisons que cette réaction est improbable, en effet elle nécessite la présence simultanée de 4 atomes de chlore localisée sur le même point de la paroi. La deuxième, est plus complexe concerne la formation d’un polymère chlorinesiloxane [Er-2]: nSiO2 (ss) + 2nCl SinOnCl2n (ss) +(n/2)O2 Cette réaction produit également de l’oxygène mais en plus faible quantité ce qui pourrait expliquer le fait que nous ne l’avons pas détecté dans le spectre (à cause de la sensibilité de notre système). Nous pensons donc qu’il s’agit du canal privilégié dans notre cas pour le piégeage du chlore dans la paroi. Il faut noter que si cette réaction a lieu sur la surface du tube elle permet la diffusion du chlore dans le volume de la paroi où il sera stocké. 208 Conclusion Nous avons démontré que nous pouvons contrôler le rayonnement UV de l’excilampe en l’alimentant soit en tension soit en courant. Ceci nous donne trois degrés de liberté pour ce contrôle : la fréquence, le rapport cyclique et l’énergie envoyée pendant chaque cycle. L’influence de la fréquence d’alimentation et de la pression totale sur l’éclairement énergétique de l’excilampe xénon/chlore a été bien vérifiée entre notre modèle et nos mesures expérimentales. Les résultats obtenus expérimentaux nous montrent des tendances similaires à celles obtenues par le modèle (même si leurs grandeurs absolues sont différentes, compte tenu des géométries différentes de la décharge expérimentale et celle modélisée). Nous avons constaté que les spectres émis par l’excilampe dépendent du mode d’alimentation, du taux de mélange et de la pression totale. Dans la série de mesures effectuée, nous avons remarqué que l’intensité de la bande 308nm est maximale pour une alimentation en tension à 160kHz et au taux de mélange de 1000:4 ; et à 65kHz au taux de mélange de 1000:1 pour l’alimentation en courant. Avec les résultats obtenus avec la spectroscopie résolue en temps de la bande 308nm pour deux alimentations différentes, nous avons constaté que les formes spectrales de la bande 308nm suivent toujours la variation de la forme du courant. L’intensité obtenue par la source de tension est systématiquement plus importante. L’imagerie rapide nous a permis d’étudier la formation et la disparition de la décharge et d’identifier le mode de fonctionnement filamentaire ou diffus. Nous avons constaté que la décharge obtenue est toujours filamentaire, le nombre et la vitesse de déplacement des filaments change rapidement lorsque l’on change des paramètres électrique de l’alimentation. Ce nombre peut devenir si important que les filaments remplissent le volume de la décharge en lui donnant une apparence pseudo-diffuse. Nous avons observé que la zone anodique est systématiquement plus lumineuse que celle cathodique. L’alimentation en courant permet un meilleur contrôle du nombre de filament et de leur vitesse de déplacement. 209 Finalement, nous avons réalisé une étude de vieillissement de l’excilampe. Les résultats nous ont montré que la puissance optique émise diminue au fils de temps de fonctionnement, cette diminution est due à la perte du chlore uniquement pendant les moments où la décharge est présente. Cette disparition est liée essentiellement à la chimisorption du chlore atomique par le verre de la paroi. Par ailleurs, quand le taux de chlore baisse, la formation de l’exciplèxe Xe2Cl* concurrence celle de l’exciplèxe XeCl* et diminue notablement la production du rayonnement utile. Sur la base des résultats obtenus lors de l’étude de l’influence du taux de mélange entre Xe:Cl2, de la pression totale sur le vieillissement, nous constatons que nous pouvons prolonger la durée de vie de l’excilampe grâce aux actions suivantes : La passivation de la paroi de l’excilampe pendant sa fabrication en la saturant en chlore. La diminution de l’épaisseur de la barrière diélectrique qui diminue donc le volume de stockage disponible pour le chlore L’augmentation du taux du mélange afin d’éviter l’apparition de la transition Xe2Cl* pendant la décharge. 210 Bibliographie [As-1] “Spectroscopic analysis of XeCl emissions in xenon-based mixtures”, H. Asselman, P. Rives, J. Galy, H. Brunet and J. L. Teyssier, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 26, 2311- 2322, 1993. 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Ces propriétés ouvrent par conséquent d’intéressantes perspectives de développement des nouvelles sources de rayonnement ultraviolet utilisables dans les domaines industriel, domestique et médical récemment. Ce travail concerne l’étude d’une décharge à barrière diélectrique dans un mélange entre xénon-chlore, par la modélisation physique et l’expérimentation. Nous avons ainsi d’abord étudié, l’influence du mode d’alimentation sur la production UV et pour cela, nous avons fait de la spectroscopie résolue en temps du rayonnement à 308nm, de l’imagerie résolue en temps de la décharge. Ensuit nous nous somme intéressés au vieillissement de la lampe et nous avons mis en évidence les différents mécanismes qui sont en partie responsable pour ce phénomène. La première étude a été réalisée dans le cadre de ce travail en établissant un modèle physique d’une DBD dans le mélange entre xénon et chlore. Une description détaillée des interactions entre les charges et la surface d’un diélectrique a été utilisée et elle a permis de mettre en évidence une émission d’électrons à la cathode bien distincte d’un phénomène d’émission secondaire classique, tel qu’il est habituellement décrit pour une électrode métallique. Ceci a donné lieu à des conditions aux limites originales qui, une fois couplées au système d’équation de dérive diffusion ont permis le calcul des paramètres de la décharge en fonction de l’espace et du temps pour différents modes d’alimentation. Les résultats obtenus du modèle nous ont montré que les pics de densité de chaque espèce se produisent à chaque demi-période du coté de la cathode. Ils sont légèrement distants de la surface du diélectrique et ils sont suivis d’une décroissance plus ou moins rapide. La position de ces pics et la vitesse de décroissance sont caractéristiques de la nature de chacune des espèces. 213 Par la suite, grâce au modèle identifié, nous avons réalisé une étude de l’influence de trois modes d’alimentations différents (source de tension sinusoïdale et impulsionnelle, source de courant impulsionnel) sur la production d’UV émis par l’excilampe xénon/chlore. L’influence des paramètres électriques (fréquence d’alimentation, amplitude du courant et le rapport cyclique), de la pression totale du mélange et du taux de chlore dans le mélange ont été étudiés en détail pour chaque type d’alimentation. Par la comparaison des résultats obtenus entre ces trois types d’alimentations, nous montrons que la source en tension impulsionnelle conduit à une meilleure efficacité. Un travail expérimental a également été conduit à partir de DBD coaxiales alimentées selon deux modes d’alimentation (tension et courant impulsionnel) et les résultats obtenus confirment ceux issus du modèle. Cependant, notons ici que le mode d’alimentation en courant impulsionnel permet le contrôle du rayonnement, malgré une efficacité plus faible. Enfin, grâce à une plateforme d’étude de la décharge développée au laboratoire, nous avons effectué plusieurs études expérimentales concernant le rayonnement émis par l’excilampe xénon/chlore dans les domaines de l’UV-B, visible, et proche infrarouge. Nous pouvons résumer l’interprétation des résultats obtenus sur l’excilampe xénon/chlore en 4 points différents : Tout d’abord, nous avons réalisé une étude de l’influence du taux de chlore dans le mélange et de la pression totale sur le spectre émis par l’excilampe xénon/chlore. Le spectre d’émission entre 200nm et 1000nm pour le mélange xénon/chlore à la pression autour de 160mbar (120.3Torr) est caractérisé par la présence des émissions (BX) et (CA) de XeCl* ainsi que les raies atomiques du xénon. L’émission du trimère Xe2Cl* autour de 490nm est observée à faible concentration du chlore. Ce résultat est en accord avec les résultats de simulation. L’étude de spectroscopie résolue en temps de la décharge à l’aide d’une caméra rapide ICCD couplée à un monochromateur, nous a permis de mettre en évidence la variation de la bande d’émission à 308nm émis par l’exciplexe XeCl*. Les résultats obtenus montrent que la bande à 308nm est toujours dominante. Lorsque l’on change des paramètres électriques soit la fréquence d’alimentation soit le temps de charge, la bande à 308nm conserve toujours la même forme mais son amplitude est différente. L’étude d’imagerie résolue en temps de la décharge xénon/chlore à l’aide d’une caméra rapide ICCD couplée à un monochromateur et d’un filtre UV à 308nm, a 214 permis d’étudier la formation et la disparition de la décharge. Nous avons constaté que la zone anodique est plus lumineuse, générant une dissymétrie dans le rayonnement UV capté à l’extérieur de la lampe pendant les cycles positifs et négatifs du courant. Toutefois, le modèle prédit une zone potentiellement plus brillante côté cathode. Cette incohérence entre simulation et expérience nécessite une étude plus approfondie. Le vieillissement de l’excilampe xénon/chlore a été étudié expérimentalement dans la dernière partie de cette thèse. D’après nos expériences, nous pouvons tirer les enseignements suivants : La diminution du taux de chlore dans le mélange, liée à l’adsorption et aussi des processus chimiques sur les parois entraîne la diminution de la puissance émise à 308nm. Ce résultat est confirmé par le modèle en faisant varier artificiellement la concentration de chlore dans le mélange. La diminution de la pression totale du mélange, liée à la disparition du chlore affaiblit aussi l’intensité du rayonnement UV à 308nm L’interaction du chlore avec la surface diélectrique en silice a été mise en évidence et nos travaux tendent à prouver que cette disparition de chlore est plutôt liée à un phénomène de chimisorption qu’à phénomène d’adsorption simple liée à la porosité du tube. Ce travail ouvre plusieurs perspectives d’études : Le modèle Xe/Cl2 qui a été développé dans mon travail permettra d’appliquer aux autres mélanges : par exemple Kr/Cl2, Xe/Br2, etc… Une étude approfondie du phénomène de vieillissement de l’excilampe Xe/Cl2 serait réalisé grâce aux résultats obtenus dans mes travaux de thèse. De tous les résultats obtenus sur l’étude de vieillissement permettent de créer un procédé d’innovation pour étudier le vieillissement de la source d’UV d’une lampe DBD. 215 BIBLIOGRAPHIE 216 [Ak-1] “Modelling of the initiation and development of a filamentary discharge in XeCl excimer lasers”, H. Akashi, Y. Sakai, N. Takahashi and T. Sasaki, J.Phys.D : Appl.Phys.32, 2861-2870, 1999. [As-1] “Spectroscopic analysis of XeCl emissions in xenon-based mixtures”, H. Asselman, P. Rives, J. Galy, H. Brunet and J. L. Teyssier, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys. 26, 2311- 2322, 1993. [Ba-1] Bandpass Interference Filters UV 308nm, CVI Melles Griot: http://www.cvimellesgriot.com/Products/Bandpass-Interference-FiltersUV.aspx [Be-1] “High frequency excitation waveform for efficient operation of a xenon excimer dielectric barrier discharge lamp”, S. Beleznai, G. Mihajlik, I. Maros, L. Balazs, J. Phys. D: Appl. Phys. 43 (2010) 015203 (9pp). 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Xing, Plasma Science & technology, Vo.3, No.6, 2001 223 ANNEXE I Récapitulatif des équations gouvernant les espèces du modèle décrit au chapitre 2 224 Cette annexe a pour but de présenter de façon synthétique et systématique toutes les équations, conditions aux limites et conditions initiales des espèces prises en compte dans le modèle physique d'une DBD dans du xénon (chapitre 2). P Pression totale Pression du chlore Pression du Xénon P = PCl2 + PXe : D’ici, P est la pression totale dans le mélange du Xe/Cl2 en unité Torr PCl2 = .P : D’ici PCl2 est la pression partielle du chlore dans le mélange, en unité Torr ; est le taux du mélange entre xénon et chlore, comprise entre 0 et 1 PXe = (1-).P : PXe est la pression du xénon en unité Torr Xe Equation n Xe PXe (1 ).P La densité d'atomes de xénon au niveau fondamental est kT KT supposée constante et uniforme. Elle est déterminée par la pression, au choix de l'utilisateur, à une température supposée égale en permanence à 300K. Cl2 Equation n Xe PCl 2 kT .P La densité de molécule du chlore au niveau fondamental est KT supposée constante et uniforme. Elle est déterminée par la pression, au choix de l'utilisateur, à une température supposée égale en permanence à 300K. 225 * Xeexc Equation dnXe* exc dt Terme S Xe* exc SXe* excne K12nXe ne K1nXe* nXe K2nXe* nXe K17nXe* K18nXe* exc 2 exc exc exc exc source Coefficients _ de transport Conditions n Xe* 0 exc aux limites Conditions n Xe* 0 exc initiales * Xeres Equation dnXe* res dt Terme S Xe* res 2 SXe* resne K1nXe* nXe K4nXe* nXe K17nXe* K3nXe* nXe K5nXe* nXe res source 2 * 8 Xeres K n exc met K10nXe* nXe* K16nXe* res met res Coefficients _ de transport Conditions n Xe* 0 res aux limites Conditions exc n Xe* 0 res initiales 226 res res * Xemet Equation nXe* met t Terme .( DXe* nXe* ) S Xe* met met SXe* metne K2nXe* nXe K3nXe* nXe K18nXe* KipalnXe* ne K4nXe* nXe met source met exc 2 Xe 2 9 Xe*met K6nXe* n K n met res exc met met K10nXe* nXe* res met D Xe* 5 .10 5 m 2 .s 1 Coefficients met de transport Conditions nXe* 0 met aux limites Conditions n Xe* 0 met initiales e Equation Terme ne .( De ne e ne E ) Se t 2 2 Se KipalnenXe* idirXenXene K8nXe K10nXe* nXe* K12nXe ne idirCl2 nCl2 ne * K9n * Xe met source res met K23nCl2 ne K34nCl2 ne K35nClne K38nCl2 ne K39nCl ne Coefficiens De ; e de transport Conditions e .un K adsene K desnse K rec ne (nsi nsi ) aux limites Conditions ne 1012 dans et ne 0 sur initiales 227 res met 2 Xe Equation n Xe t Terme .( D Xe n Xe Xe n Xe E ) S Xe 2 2 2 S Xe Kipalne nXe* idirnXene K8nXe K10nXe* nXe* K11nXe nXe K24nXe nCl * K9 n * Xe met res met source Coefficients DXe ; Xe de transport Conditions Xe .u n K adsi n Xe K rec (nse nsi )n Xe aux limites Conditions n Xe 1012 dans et nXe 0 sur initiales Xe2 Equation n Xe 2 t Terme .( DXe n Xe Xe n Xe E ) S Xe 2 2 2 2 2 S Xe K11nXe n2Xe K12nXe ne K25nXe2 nCl 2 2 source Coefficients DXe ; Xe 2 de transport Conditions Xe .u n K adsi n Xe K rec ( nse n si ) n Xe 2 2 2 aux limites Conditions n Xe 0 2 initiales 228 2 res met Xe2* (Ou ) Equation dnXe* (O ) 2 u dt Terme S Xe* ( O ) 2 u 2 S Xe* (O ) K5nXe* nXe K7 nXe* (O ) nXe K15nXe* (O ) 2 u res 2 u 2 source Coefficients _ de transport Conditions n Xe* (O ) 0 2 u aux limites Conditions nXe* (O ) 0 2 u initiales Xe2* (1 u ) Equation dnXe * (1 ) 2 u dt Terme S Xe* (1 ) 2 u SXe* (1 ) K7nXe* (O )nXe K13nXe* (1 ) 2 u 2 u 2 u source Coefficients _ de transport Conditions nXe* (1 ) 0 2 u aux limites Conditions nXe* (1 ) 0 2 u initiales 229 u Xe2* (3 u ) Equation dnXe* ( 3 ) 2 u dt Terme S Xe* ( 3 ) 2 u 2 S Xe* (3 ) K6nXe* nXe K14nXe* (3 ) 2 u met 2 u source Coefficients _ de transport Conditions n Xe* ( 3 ) 0 2 u aux limites Conditions nXe* ( 3 ) 0 2 u initiales * Cl2 Equation dnCl * 2 dt Terme SCl * 2 SCl* K19nCl2 ne K20nCl * K21nXenCl * 2 2 2 source Coefficients _ de transport Conditions nCl * 0 2 aux limites Conditions nCl * 0 2 initiales 230 Cl Equation dnCl SCl dt Terme SCl K21nXenCl * K22nXeCl* K23nenCl2 K26nCl nCl K28nXe Cl* K29nXeCl* nXe 2 source K30nXe Cl* nCl2 K31nXe Cl* nXe K32nXeCl* ne K33nXe Cl* ne K34nCl2 ne K35nClne 2 2 2 K36nCl nCl K37nCl2 nCl K38nCl2 ne K39nCl ne Coefficients _ de transport Conditions nCl 0 aux limites Conditions 2 2 nCl 0 initiales 231 Cl 2 Equation nCl 2 t Terme .( DCl nCl Cl nCl E ) SCl 2 2 2 2 2 SCl idirCl2 nCl2 ne K26nCl nCl K37nCl2 nCl K38nCl ne 2 2 2 source Coefficients DCl ; Cl 2 2 de transport Conditions Cl .u n K adsi nCl K rec (nse nsi )nCl 2 2 2 aux limites Conditions nCl 2 1012 dans et nCl 0 sur 2 initiales Cl Equation nCl t Terme .( DCl nCl Cl nCl E ) S Cl SCl K34nCl2 ne K35nClne K36nCl nCl source Coefficients DCl ; Cl de transport Conditions Cl .u n K adsi nCl K rec ( nse nsi )nCl aux limites Conditions nCl 0 dans et nCl 0 sur initiales 232 Cl Equation nCl t Terme .( DCl nCl Cl nCl E ) S Cl SCl K23nCl2 ne K24nXe nCl K25nXe nCl K26nCl nCl K36nCl nCl K39nenCl 2 2 source Coefficients DCl ; Cl de transport Conditions Cl .u n K adsi nCl K rec (nsi )nCl aux limites Conditions nCl 1012 dans et nCl 0 sur initiales 233 XeCl * Equation dn XeCl * dt S XeCl * Terme S XeCl* K21nCl * nXe K22nXeCl* K24nXe nCl K25nXe nCl K27nXeCl* n2 Xe source K29nXeCl* nXe K32nXeCl* ne 2 2 Coefficients _ de transport Conditions nXeCl* 0 aux limites Conditions nXeCl* 0 initiales Xe2Cl * Equation dnXe Cl* 2 dt Terme S Xe Cl* 2 S Xe Cl* K27nXeCl* n 2 Xe K28nXe Cl* K30nXe Clµ nCl2 K31nXe Cl* nXe K33nXe Cl* ne 2 2 2 2 source Coefficients _ de transport Conditions n Xe Cl * 0 2 aux limites Conditions nXe Cl * 0 2 initiales 234 2 nse Equation dnse S n se dt Terme Snse Ksadsene Ksdesnse Ksrecnse (nXe nXe nCl nCl nCl ) 2 2 source Coefficients _ de transport Conditions _ aux limites Conditions nse 0 initiales nsi Equation dnsi dt Terme S si Ssi Ksadsi(nXe nXe nCl nCl ) Ksrec(ne nCl )nsi 2 2 source Coefficients _ de transport Conditions _ aux limites Conditions nsi 0 initiales 235 nsi Equation dnsi dt Terme S si Ssi KsadsinCl Ksrec(ne nCl nCl nXe nXe )nsi 2 2 source Coefficients _ de transport Conditions _ aux limites Conditions nsi 0 initiales 236 V Equation .(V ) e( n Xe n Xe nCl nCl nCl ne ) 2 Conditions aux limites 2 Alimentation en tension - V 0 sur l'électrode de masse (Electrode 1) - V V (t ) sur l'électrode où le potentiel extérieur est appliqué (fonction du temps arbitraire, au choix de l'utilisateur) (Electrode 2) Alimentation en courant - V 0 sur l'électrode de masse (Electrode 1) T - V 0 I (t ) dt sur l'électrode où le courant extérieur est injecté S (fonction du temps arbitraire, au choix de l'utilisateur) (Electrode 2) un .( 2V2 1V1 ) e(nsi nsi nse ) à l'interface entre deux diélectriques Conditions V 0 initiales 237 ANNEXE II Les moments de l’équation de Boltzmann 238 1. L’équation générale de transport A partir de l’équation générale de Boltzmann (2.1), en multipliant des deux termes par un terme (ce terme ne dépend que de vitesse) et en intégrant sur l’espace de vitesses. Nous obtenons : f s 3 3 f s 3 ( t )d . f d xa. f d x( t ) s V s Coll (2.2) Nous allons traiter séparément des termes dans l’équation (2.2) : Le premier terme à gauche de l’équation (2.2) peut être écrit comme : V ( f s 3 3 ) d ( ) f s d 3 f s ( )d V V t t t (2.3) Puisque la variable d’intégration ne dépend pas du temps, la dérivée partielle par rapport au temps peut être prise à l’intérieur ou à l’extérieur le signe intégral. La dernière intégration dans (2.3) disparaît puisque ne dépend pas du temps. En utilisant la définition de la valeur moyenne suivante : s 1 f n (r , t ) s (r , , t )d 3 (2.4) s Nous obtenons : V ( f s 3 ) d (n s s t t (2.5) De la même façon, pour le deuxième terme de gauche dans l’équation (2.3), nous obtenons : 3 3 3 . f d . f d f .d f s s s s .d 3 (2.6) Le terme impliquant . est égal à zéro puisque r , , t sont les variables indépendantes ainsi que le terme impliquant , puisque ( ) ne dépend pas de l’espace. Donc le deuxième terme de l’équation (2.2) devient : . f s d 3 .( n s s ) (2.7) Pour le troisième terme de l’équation (2.2), nous avons, de la même façon, 3 xa. f d s s .( af s )d 3 f s a. s d 3 f s .ad 3 239 (2.8) La dernière intégration dans (2.8 ) disparaît si nous supposons que .a s 1 s .Fext 0 ms .( af s ) d 3 0, (2.9) (2.10) En effet, f( r , , t ) , doit être égal à zéro quand v devient infiniment grand, puisqu’il n’y a pas de particule ayant une vitesse infinie. En conséquence, la première intégrale dans (2.8) disparaît. Donc : x a. f s d 3 n s a. v s (2.11) En combinant les résultats contenus dans les équations (2.5, 2.7, 2.12), nous obtenons l’équation générale de transport : ( n s s ) .(n s s ) n s a. s ( n s s ) t t Coll (2.12) 2. Conversion de la masse d’une particule L’équation de transport 2.12 a une expression générale et s’applique à toute fonction arbitraire. L’équation de continuité ou de conservation de masse peut être obtenue en prenant = ms dans (2.12). Donc, <> s =ms ; < >=ms< > s =ms u s ; ms 0 (2.13) Par substitution de ces résultats dans l’équation (2.12), on obtient l’équation de continuité suivante : ( ms ) .( ms s ) S s t (2.14) Ici : ms ns ms représente la densité de masse et le terme de collision de Ss est définit par : S s ms ( f s ) Coll d 3 ( ms ) Coll t t (2.15) En divisant chaque terme dans l’équation par ms, l’équation de continuité peut être écrite de la façon suivante: n s .s S s t Avec : 240 (2.16) Ns : Densité de l’espèce s dépendant de la position r et du temps t s : Flux de l’espèce s. Il est égal au produit de la densité ns et de la vitesse moyenne < > de l’espèce s Ss : Terme de source pour l’espèce s Cette équation de continuité est très générale et se rencontre dans de nombreux domaines de la physique. Elle exprime la conservation de la matière et indique que, dans un volume élémentaire et pendant un temps infinitésimal, la variation du nombre de particules de type s est liée à leur création/destruction (à travers le terme source Ss) et la balance entre leur flux entrant et sortant (à travers la divergence du flux). 3. La conservation de la quantité de mouvement Afin d’obtenir l’équation de la quantité de mouvement, nous remplaçons ( ) par ms dans l’équation générale de transport (2.12); En prenant v c s u s et notant que c s 0 , le terme de l’équation générale de transport devient : u ( ms s ms s u s ms t t t .( ms s . ms (u s u s u s c s c s u s c s c s (2.17) (2.18) .( ms u s u s ms c s c s ) n s Fext . s n s ( Fx Fy Fz ) s n s Fext x y z En remplaçant ces expressions dans 2.12, il en résulte l’équation de la quantité de mouvement : ms u s u s ms .( ms u s u s ) .( ms c s c s ) n s Fexts As t t (2.19) D’ici, As représente le terme de collision : As ms ( ( ms u s ) f s ) Coll d 3 t t Coll (2.20) L’expression ms c s c s est la pression cinétique p s défini sous la formule suivante : 241 (2.21) p s ms c s c s Par conséquent : (2.22) .( ms c s c s ) . p s Le troisième terme dans 2.16 peut être étendu de la façon suivante : .( ms u s u s ) ms u sX ( ms u sX u s ) ( ms u sY u s ) ( ms u sZ u s ) X Y Z u s u u ( ms u sX ) ( ms u sY ) ( ms u sZ ) (2.23) ms u sY s ms u sZ s u s us us X Y Z X Y Z ms (u s .)u s u s .( ms u s ) En remplaçant les expressions (2.2), (2.23) dans (2.16) et en utilisant l’équation de continuité, on obtient : u ms s (u s . )u s . p s n s Fexr s As u s S s t (2.24) Avec : ms : Masse d’une particule de type s p s : Tenseur de pression cinétique As : Terme de collision Cette équation relie la variation de quantité de mouvement de l’ensemble des particules de type s aux forces extérieures appliquées, au tenseur de pression cinétique et aux collisions (à travers les termes As S s ms ). 4. La conservation de l’énergie Pour obtenir l’équation de conservation de l’énergie, on remplace (v) par msv2 dans 2 l’équation de transport général 2.12, on obtient ainsi : n s s ms 2 s / 2 ms c 2 s / 2 ms u 2 s / 2 3 p s / 2 ms u 2 s / 2 (2.25) v m s v ( . ) / 2 m s ( . v ) m s Donc, le terme à gauche de l’équation générale de transport devient : 242 (2.26) 3 p s ( ms u 2 s / 2) .( ms (v.v)v s / 2) n s F .v s M s 2 t t (2.27) Ici Ms : Représente le taux de variation de la densité d’énergie due aux collisions : Ms ( ( ms v 2 s / 2 ms f ) v 2 ( s ) Coll d 3 v 2 v f t Coll (2.28) L’équation d’énergie 2.27 peut être écrite dans une forme alternative comme suit. En prenant v c s u s , p s ms c s c s , q s ms c 2 s c s / 2; ms c 2 s / 2 3 ps . Donc le 2 troisième terme dans la gauche de l’équation 2.27 peut être écrit comme : .( ms (v.v)v s / 2) .( ms u 2 s u s / 2) 3 p s .u s / 2 3(u s .) p s / 2 .( p s .u s ) .q s (2.29) En remplaçant (2.29) dans l’équation (2.27) et en utilisant la notation suivante : D u s . , on a : Dt t 3p D 3 ps ( ) ( s ).u s ( ms u 2 s / 2) .( ms u 2 s u s / 2) .( p s .u s ) Dt 2 2 t (2.30) .q s n s F .v s M s Les troisième et quatrième termes du côté de gauche de l’équation (2.27) peut être écrit : Du s u 2 s ms ( ms u 2 s / 2) .( ms u 2 s u s / 2) ( ) .( ms u s ) ms u s . 2 t Dt t (2.31) En utilisant l’équation de continuité (2.18) et l’équation de mouvement (2.24), la dernière équation (2.31) devient égale à : ( u 2s ) S s n s u s . F s u s .(. p s ) u s . As u 2 s S s 2 (2.32) En prenant ce résultat dans l’équation (2.30), on obtient : 3p D 3 ps ( ) ( s ).u s .( p s .u s ) u s .(. p s ) n s F .v s n s u s . F s .q s Dt 2 2 1 M s u s . As u 2 s S s 2 (2.33) D’où : .( p s .u s ) u s .(. p s ) ( p s . ).u s 243 (2.34) n s F .v s n s u s . F s n s F .c s n s .F . c s 0 (2.35) Finalement, on obtient l’équation de conservation de l’énergie sous la forme alternative suivante: 3p D 3 ps u 2s ( ) ( s )(.u s ) ( p s . ).u s .q s M s u s . As ( )S s Dt 2 2 2 En remplacement la formule : ( (2.36) D u s . dans l’équation de continuité 2.14, on obtient : Dt t 1 D ms u s .) ms ms .u s S s .u s ( Ss ) t ms Dt (2.37) En substituant (2.37) dans l’équation (2.36), en utilisant ms ns ms et p s n s kTs , on obtient l’équation de conservation d’énergie sous la forme suivante : 3 1 2 3 kT s T n s k s ( p s . ).u s .q s M s u s . As ( u s )S s 2 2 2 ms t (2.38) Avec : k : Constant de Boltzmann qs : Flux de chaleur Ms : Terme de collision Ts : Température de l’espèce de type s Dans l’équation 2.35, le membre de gauche correspond aux taux de variation de l’énergie thermique de l’espèce s dans un élément de volume élémentaire. Il est relié aux termes du membre de droite de l’équation qui sont respectivement, le travail du tenseur de pression cinétique sur la surface du volume élémentaire, le bilan du flux de chaleur à travers cette surface, les derniers termes correspondent aux productions ou pertes d’énergie par collisions. Les autres moments de l’équation de Boltzmann sont obtenus de la même façon que précédemment en prenant ( ) égal à m s ms , etc…On observe que chaque équation de transport macroscopique fait intervenir une grandeur telle que la densité, le flux, la température et des termes inconnus qui sont définis dans les équations d’ordres supérieurs. En fait, la résolution de l’équation de Boltzmann revient à résoudre un système rassemblant l’ensemble des moments, ensemble qui es infini. La résolution numérique du problème 244 impose donc des simplifications et approximations qui permettent de fermer un système composé d’un nombre fini d’équations. 245 Title Study of a dielectric barrier discharge established in a mixture rare gas-halogen Abstract This work concerns the study of a dielectric barrier discharge established in a mixture rare-halogen gas (xenon and chlorine). At present, Ultraviolet sources (UV) find nowadays numerous applications in the industry (drying of ink, surface treatments, lithographs for semiconductors etc.) and they are generally produced by discharges in the vapour of mercury. New sources are however in full development: it is a question of sources based on the excited emissions by dielectric barrier discharge. More effective than sources with mercury, they allow an emission that is very located in the spectre, centred on a wavelength depending on the gas (or the gas mixture) in which occurs the discharge. To reach our objectives, we developed first of all one physical model intended for a DBD excilamp for a mixture of xenon and chlorine. This model bases on the resolution of the equation system formed mainly by the equations of continuity of the considered species, and the equation of Poisson. The resolution of this model allows us to describe the spatial and temporal distribution of all the species considered in the volume of discharge. Afterward, thanks to the developed model, we realized a study of the influence of three different modes of power supplies (sinusoidal and pulsed voltage waveform, pulsed current waveform) on the production of UV by the excilamp xenon / chlorine. These obtained results were confronted with experimental results coming from the scientific literature. Finally, thanks to a platform of study of these discharges developed in Laplace (system of pumping of the gas or the gas mixture, bench of manufacturing of lamps, tools of diagnosis and power supplies), we have studied several experimental measures such as spectre of emission, time resolved spectroscopy and imaging of the discharge of excilamp xenon/chlorine. These measures allowed us to estimate the performance of various modes of supplies at the same time the efficiency of UV production of the discharge and also on the lifetime. On the bases of the results obtained in our experimental measures, we can choose a better power supply for an excilamp xenon / chlorine. Keywords Ultraviolet (UV), dielectric barrier discharge (DBD) Xenon, chlorine, excimers and exciplex of rare gas –halogen Sinusoidal and pulsed voltage, pulsed current Emission spectra, continuum Time resolved spectroscopy and imaging of the discharge Lifetime and aging Titre Etude d’une décharge à barrière diélectrique établie dans un mélange gaz rare –halogène Résumé Actuellement, les Ultraviolets (UV) trouvent de nos jours de nombreuses applications dans l’industrie (séchage des encres, traitements de surfaces, lithographie pour les semiconducteurs etc…) et ils sont généralement produits par des décharges dans des vapeurs de mercure. De nouvelles sources sont cependant en plein développement : il s’agit de sources basées sur l’émission de molécules excitées par une décharge à barrière diélectrique. Plus efficaces que les sources à mercure, elles permettent une émission très localisée dans le spectre, centrée autour d’une longueur d’onde dépendant du gaz (ou du mélange de gaz) dans lequel se produit la décharge. Pour atteindre nos objectifs, nous avons tout d’abord développé une modèle physique destinée à une DBD excilampe pour un mélange entre xénon et chlore. Ce modèle repose sur la résolution du système d’équation formé principalement par les équations de continuité des espèces considérées, et l’équation de Poisson. La résolution de ce modèle nous permet de décrire la distribution spatiale et temporelle de toutes les espèces considérées dans le volume de décharge. Par la suite, grâce au modèle développé, nous avons réalisé une étude de l’influence de trois modes d’alimentations différentes (source de tension sinusoïdale et impulsionnelle, source de courant impulsionnel) sur la production d’UV par l’excilampe xénon/chlore. Ces résultats obtenus ont été confrontés avec des résultats expérimentaux issus de la littérature scientifique. Enfin, grâce à une plateforme d’étude de ces décharges développées au Laplace (système de pompage du gaz ou du mélange de gaz, bans de fabrication de lampes, outils de diagnostic et alimentations électriques), nous avons effectué, grâce à des techniques d’imagerie rapide sur la décharge étudiée, des mesures spectrales résolues en temps. Ces mesures nous ont permis d’évaluer la performance de différents modes d’alimentation à la fois sur l’efficacité de production UV de la décharge et également sur la durée de vie. Sur les bases des résultats obtenus dans cette partie, nous pouvons choisir une meilleure alimentation pour une excilampe xénon/chlore. Mots-clés Ultraviolet (UV) Décharge à barrière diélectrique (DBD) Xénon, chlore, excimères et exciplèxes des gaz rares-halogènes Tension sinusoïdale et impulsionnelle, courant impulsionel Spectre d’émission, continuum Spectroscopie et imagerie résolue en temps Durée de vie et vieillissement
![[2] Qu`est-ce que la haute tension](http://s1.studylibfr.com/store/data/003033912_1-595c5f9c1318e2d57c81a3be6901076c-300x300.png)