Etude unidimensionnelle d`une décharge à barrières diélectriques

Transcription

République Algérienne Démocratique et Populaire
‫ﻭﺯﺍﺭﺓ ﺍﻟﺘﻌـــﻠﻴـــﻢ ﺍﻟﻌــﺎﻟـــﻲ ﻭ ﺍﻟﺒــﺤــــﺚ ﺍﻟﻌـــﻠﻤــــﻲ‬
Ministère de l’Enseignement Supérieur et de la Recherche Scientifique
Université d'Oran des Sciences et de la Technologie (USTO-MB)
Faculté de Physique
Département de Physique Energétique
Spécialité : Physique
Option : Physique des Plasmas et des Matériaux
THESE
Présenté par
Melle. KHODJA Khadidja
Pour l’obtention du diplôme de Doctorat Es Science
Thème
Etude unidimensionnelle d’une décharge à barrières
diélectriques dans le mélange NeXe; application à
l'optimisation de l'efficacité d'une lampe à excimère
Soutenu le :
/
/ 2014
Devant la commission d’examen composée de :
Qualité
Nom et Prénoms
Grade
Etb d’Origine
U
U
U
U
Président
Mme HAMDACHE Fatima
Professeur
USTO-MB
Rapporteur
Mr BELASRI Ahmed
Professeur
USTO-MB
Examinateur
Mr LIANI Bachir
Professeur
Univ Tlemcen
Examinateur
Mr YANALLAH Khelifa
Professeur
Univ Tiaret
Examinateur
Mr HASSINI Abdelatif
MCA
Univ Es-senia Oran
Examinateur
Mr HARRACHE Zahir
MCA
USTO-MB
Année universitaire : 2013 / 2014
‫ﻭﺯﺍﺭﺓ ﺍﻟﺘﻌـــﻠﻴـــﻢ ﺍﻟﻌــﺎﻟـــﻲ ﻭ ﺍﻟﺒــﺤــــﺚ ﺍﻟﻌـــﻠﻤــــﻲ‬
Université d'Oran des Sciences et de la Technologie (USTO-MB)
Faculté de Physique
Département de Physique Energétique
Spécialité : Physique
Option : Physique des Plasmas et des Matériaux
THESE
Présenté par
Melle. KHODJA Khadidja
Pour l’obtention du diplôme de Doctorat Es Science
Thème
Etude unidimensionnelle d’une décharge à barrières
diélectriques dans le mélange NeXe; application à
l'optimisation de l'efficacité d'une lampe à excimère
Soutenu le : / / 2014
Devant la commission d’examen composée de :
Qualité
Nom et Prénoms
Grade
Etb d’Origine
U
U
U
U
Président
Mme HAMDACHE Fatima
Professeur
USTO-MB
Rapporteur
Mr BELASRI Ahmed
Professeur
USTO-MB
Examinateur
Mr LIANI Bachir
Professeur
Univ Tlemcen
Examinateur
Mr YANALLAH Khelifa
Professeur
Univ Tiaret
Examinateur
Mr HASSINI Abdelatif
MCA
Univ Es-senia Oran
Examinateur
Mr HARRACHE Zahir
MCA
USTO-MB
Année universitaire : 2013 / 2014
A mes Très chers parents
A ma Sœur
A ma famille
A mes Ami(e)s
Le savant est l'homme par lequel s'opère facilement la distinction entre la franchise et le
mensonge dans les paroles, entre la vérité et l'erreur dans les convictions entre la beauté et la
laideur dans les actes.
"Abd El-Kader ", Artiste, écrivain, Homme politique, Philosophe, Poète, Scientifique,
Théologien (1808 - 1883)
Col. O'Neill: Oh, here we go. Another scientist General, please.
Capt. Carter: Theoretical astrophysicist.
Col. O'Neill: Which means?
Gen. Hammond: Which means she's smarter than you are, Colonel. Especially in matters
related to the Stargate.
Stargate SG-1
Saison 1, Episode 1: "Children of gods" (1997)
REMERCIEMENTS
Mes remerciement vont tout premièrement à dieu tout puissant pour la
volonté, la santé et la patience, qu’il ma donné durant toutes ces années
d’études.
Je remercie mes parents, ma sœur et toute ma famille, pour leur
affection inégalable et leur soutien. Sans leurs encouragements, je n’aurai
pu mener à bien ce travail.
Ce travail a été effectué au sein de Laboratoire Physique des Plasmas,
Matériaux Conducteurs et leurs Applications (LPPMCA).
Ainsi je dois remercier infiniment mon directeur de thèse le Pr. A.
Belasri, pour les précieux conseils, son soutien et son optimisme à tout crin.
Mes remerciements lui sont surtout adressés pour son suivi continuel tout
le long de la réalisation de cette thèse de doctorat avec la compétence que
chacun de nous lui reconnaît.
Mes sincères remerciements s’adressent à Madame la présidente du
jury : le Pr. F. Hamdache de l'Université d'Oran des Sciences et de la
Technologie Mohamed Boudiaf, de m’avoir fait l’honneur de présider le jury.
Je tiens également à remercier, le Pr. B. Liani de l'Université de
Tlemcen et le Pr. K. Yanallah de l'Université de Tiaret qui ont accepté de
juger ce travail, ainsi de leur honorable présence.
Je remercie aussi le Dr A. Hassini de l'Université Es-senia Oran et le Dr
Z. Harrache de l'Université d'Oran des Science et de la Technologie
Mohamed Boudiaf, pour avoir accepté de juger le présent travail et de me
faire l’honneur de faire partie du jury.
Mes remerciements vont aussi à mes ami(e)s et membres du
laboratoire LPPMCA, Amer, Hocine, Soumia, Nadjet, Habiba, Mokhtaria,
Barkahom et Fatiha. Un spéciale remerciement dédié à Halima, pour avoir
répondu présente quand j'en avais le plus besoin, et à tous ceux que j’ai
oublié.
Université d’Oran des Sciences et de la Technologie (USTO-MB)
Faculté de Physique, Département de Physique Energétique
Laboratoire LPPMCA : Physique des plasmas, matériaux Conducteurs et
leurs applications.
Résumé de thèse de Doctorat en Science de Melle KHODJA Khadidja
Intitulé: Etude unidimensionnelle d’une décharge à barrières diélectriques dans le
mélange NeXe; application à l'optimisation de l'efficacité d'une lampe à excimère
Ce travail est consacré à une étude unidimensionnelle d'une décharge à barrière
diélectrique dans le mélange NeXe pour une optimisation de l'efficacité d'une lampe à
excimère. Dans ce travail nous nous intéressons plus particulièrement aux propriétés
électrique et cinétique de la décharge à barrière diélectrique dans le mélange NeXe. Le xénon
est choisi pour son importante luminescence dans la gamme de l'ultraviolet et de l'ultraviolet
lointain aux alentours de 172nm avec une énergie de 7,2eV. La lumière mise en évidence
expérimentale d'une décharge à xénon été au début dans le but d'obtenir une émission laser du
système excimère effectué par Basov en 1970. Notre étude est motivée par l'intérêt que
suscite ce type de décharge dans de nombreuses applications industrielles notamment dans la
réalisation des lampes à grande intensité lumineuse.
Le but de ce travail est d'étudié les propriétés électriques et cinétiques de la décharge à
barrières diélectriques dans la lampe à excimère pour le mélange NeXe à différentes
concentrations, en utilisant un modèle cinétique pour la colonne positive (plasma) et un
modèle unidimensionnel pour la région cathodique (la gaine).
Cette description permet d'analyser le comportement spatiotemporel des densités des
espèces chargées, les caractéristiques électriques, et de calculer l'efficacité lumineuse de la
lampe.
Mots-clés: Décharge à barrière diélectrique, Efficacité lumineuse, lampe à excimères, Modèle
Cinétique, Modèle unidimensionnel.
Résumé ........................................................................................................................................ i
Table des matières ..................................................................................................................... iii
Liste des figures ....................................................................................................................... vii
Liste des tableaux ...................................................................................................................... ix
Introduction générale.................................................................................................................. 1
CHAPITRE I
LES DECHARGES A BARRIERE DIELECTRIQUE: ETAT DE L'ART
I.1. Introduction aux plasmas ..................................................................................................... 6
I.2. Technologie des plasmas ..................................................................................................... 6
I.3. Comment génère-t-on un plasma froid ? ............................................................................. 8
I.3.1. Les techniques à faisceaux d’électrons ............................................................................. 8
I.3.2. Les techniques à décharge électrique ................................................................................ 9
I.4. Définition des décharges DBD ............................................................................................ 9
I.5. Le régime de décharge luminescente ................................................................................. 10
I.5.1 Régime de décharge non-autonome (AB)........................................................................ 11
I.5.2 Régime de décharge de Townsend (BC).......................................................................... 11
I.5.3 Régime de décharge luminescente subnormale (CD) ...................................................... 11
I.5.4 Régime de décharge luminescente normale (DE) ............................................................ 11
I.5.5 Régime de décharge luminescente anormale (EF) ........................................................... 11
I.6. La structure spatiale de la décharge ................................................................................... 12
I.6.1. L’espace sombre cathodique ........................................................................................... 12
I.6.2. La lueur négative............................................................................................................. 13
I.6.3. L’espace sombre de Faraday ........................................................................................... 13
I.6.4. La colonne positive ......................................................................................................... 13
I.6.5. La région anodique ......................................................................................................... 13
I.7. Principe des DBD .............................................................................................................. 14
I.7.1. Configurations de la DBD .............................................................................................. 14
I.7.2 Mécanisme de claquage de Townsend (Avalanche électronique primaire)..................... 16
I.7.3. Théorie du streamer ........................................................................................................ 17
I.7.4. Courbe de Paschen .......................................................................................................... 19
iii
I.8. Régimes de DBD homogènes et filamentaires .................................................................. 21
I.9. Comment éviter le passage à l’arc ? .................................................................................. 26
I.10. Alimentations électriques pour les DBDs ........................................................................ 27
I.10.1. Source de tension sinusoïdale ....................................................................................... 27
I.10.2. Alimentation impulsionnelle ......................................................................................... 27
I.10.3. Alimentation à résonance .............................................................................................. 28
I. 11. Décharges de surface: les figures de Lichtenberg........................................................... 28
I.11. 1. La découverte ............................................................................................................... 28
I.11.2. Premières applications : la foudre et les figures de Lichtenberg .................................. 29
I.11.3. La technique « dust figure » : une cartographie des charges en surface ....................... 30
I.11.4. Exemples de figures de Lichtenberg « naturelles » ...................................................... 31
I.11.5. Interaction entre charges déposées et émission du plasma : phénomènes d’auto
déclenchement .......................................................................................................................... 32
Chapitre II
APPLICATIONS DES DBD ET DES LAMPES A EXCIMERES
II.1. Application des DBD........................................................................................................ 36
II.1.1. Génération d’Ozone ....................................................................................................... 36
II.1.2. Traitements de surface ................................................................................................... 37
II.1.3. Les écrans plasmas (PDP: Plasma Display Panels) ....................................................... 39
II.1.4. Production d'hydrogène ................................................................................................. 41
II.1.5. Production de la lumière ................................................................................................ 42
II.2. Lampes à excimères ou Excilampes ................................................................................. 42
II.2.1 Excimère ......................................................................................................................... 43
II.2.2 Exciplexe ........................................................................................................................ 43
II.3. Application des lampes à excimères ................................................................................. 45
II.3.1. Inactivation UV des systèmes biologiques .................................................................... 46
II.3.2. Photothérapie UV des maladies de la peau ................................................................... 48
II.4. Exemples de lampes à excimères ..................................................................................... 48
II.4.1 Lampe Xe 2 à DBD.......................................................................................................... 48
II.4.2. Les Lampes planes pour rétroélairage ........................................................................... 50
II.5. Conclusion ........................................................................................................................ 51
iv
Chapitre III
MODELISATION DE LA COLONNE POSITIVE D'UNE EXCILAMPE POUR
LA PRODUCTION DES UV
III.1. Modèle cinétique zéro-dimensionnel du plasma ............................................................ 54
III.1.1. Modèle général: Résolution continue de l'équation de Boltzmann .............................. 54
III.2. Modèle de la cinétique chimique du mélange NeXe....................................................... 56
III.3. Émissions du mélange NeXe........................................................................................... 59
III.4. Production des photons UV............................................................................................. 60
III.5. Résultats et discussions ................................................................................................... 63
III.5.1. Caractéristiques électriques .......................................................................................... 64
III.5.2. Concentration des espèces et émission des photons UV .............................................. 66
III.5.3. Efficacité lumineuse de l'excilampe NeXe-10% .......................................................... 69
III.5.4. Optimisation de l'efficacité UV de la lampe à excimères ............................................ 70
III.6. Conclusion ....................................................................................................................... 75
Chapitre IV
ETUDE DE LA FORMATION DE LA GAINE CATHODIQUE DANS UNE DBD
DE MELANGE NeXe
IV.1. L'équation de Boltzmann ................................................................................................ 78
IV.2. Approche Fluide .............................................................................................................. 79
IV.3. Description du modèle .................................................................................................... 80
IV.4. Résultats et discussions ................................................................................................... 81
IV.4.1. Evolution temporelle des paramètres électriques de la décharge................................. 81
IV.4.2. Evolution temporelle des densités des courants à la cathode....................................... 82
IV.4.3. Evolution spatio-temporelle du champ électrique et des particules chargées .............. 83
IV.4.4. Evolution temporelle des espèces excitées .................................................................. 90
IV.4.5. Effet de la concentration du xénon............................................................................... 91
IV.4.6. Etude des paramètres électriques et de la densité du photon 173nm sans la gaine ...... 93
IV.5. Conclusion ...................................................................................................................... 96
Conclusion Générale ................................................................................................................ 97
Références bibliographiques .................................................................................................... 99
Annexes .................................................................................................................................. 105
v
vi
Figure I.1 Evolution de l’état de la matière avec la température ............................................... 6
Figure I.2 Caractéristique tension-courant théorique des décharges électriques dans le cas
idéal d’électrodes planes et parallèles ...................................................................................... 10
Figure I.3 : Structure spatiale de la décharge luminescente normale et ses propriétés ............ 12
Figure I.4 : Quelques configurations de la décharge à barrières diélectriques......................... 15
Figure I.5 Schéma de l'avalanche électronique ....................................................................... 16
Figure I.6 Un diagramme schématique d’une avalanche d’électrons ..................................... 17
Figure I.7 Etapes successives du développement d’un streamer positif ................................. 18
Figure I.8 Courbe de Paschen pour différents gaz [Ra-2] ........................................................ 20
Figure I.9 Courbe de Paschen et mode de claquage en fonction du produit pd [Ma-5] ........... 21
Figure I.10 Photos (temps de pause 10 ns, au voisinage du pic de courant) de DBD dans
l’hélium .................................................................................................................................... 22
Figure I.11 Photos (temps de pause 10 ns) de DBD dans l’azote ............................................ 23
Figure I.12 Exemples de formes de courant observées ........................................................... 25
Figure I.13 G. C. Lichtenberg .................................................................................................. 28
Figure I.14 Figures issues de l’expérience de Lichtenberg ..................................................... 29
Figure I.15 Schéma de principe du Klydonographe ................................................................. 30
Figure I.16 Figure de Lichtenberg négatives obtenues ........................................................... 31
Figure I.17 Photo d’un foudroyé (à gauche) et figure de Lichtenberg due à l’impact de la
foudre sur un terrain de golf (à droite) ..................................................................................... 31
Figure I.18 (a) Charges laissées sur le passage d’une décharge positive ................................. 32
Figure II.1 Diagramme indiquant le principe général des DBD [Ko-4] .................................. 36
Figure II.2 Etapes de réaction dans un procédé PECVD (d'après [Sm-1]) .............................. 39
Figure II.3 Configurations des électrodes coplanaires (ACC) et la matrice (ACM) des
afficheurs à écran plasma ......................................................................................................... 39
Figure II.4 Cellules de pixels électrodes opposée (a) et coplanaires (b) .................................. 40
Figure II.5 Configuration complète d’un afficheur à écran plasma ......................................... 41
Figure II.6 Domaine d'émission des différents excimères et exciplexes.................................. 46
Figure II.7 Spectre d'inactivation UV du E. coli ...................................................................... 48
Figure II.8 (a) Photo de l'excilampe, (b) Tube émetteur en mode fonctionnement [Lo-1] ...... 50
vii
Figure II.9 Température de la surface extérieure de la lampe (1), densité de la puissance
radiative moyenne (2) en fonction du temps de fonctionnement de la lampe avec un tube
émetteur interne refroidit au gaz [Lo-1] ................................................................................... 50
Figure II.10 Principales techniques de rétroéclairage : lampes à sources multiples par les
bords (à gauche) et direct (au centre), lampes planes (à droite) [Be-3] ................................... 51
Figure III.1 Schéma simplifié du modèle 0D utilisé dans nos calculs ..................................... 56
Figure III.2 Schéma cinétique des différentes réactions à l'origine de l'émission UV dans
Notre lampe à excimère. Pour des raisons de clarté, l'ionisation par étape n'est pas représentée
.................................................................................................................................................. 62
Figure III.3 Schéma du modèle de la décharge ........................................................................ 63
Figure III.4 Evolution temporelle du (a) la tension du gap V p , tension du diélectrique V d et la
tension appliquée V app , (b) courant de la décharge, (c) la puissance déposée ......................... 66
Figure III.5 Evolution temporelle de la densité d'espèces; (a) chargées, (b) molécules
excimères et (c) photons UV .................................................................................................... 69
Figure III.6 Efficacité VUV total η et partielle η 172 , η 150 , η 147 obtenues à partir des excimères
Xe 2 *(3Σ u 1), Xe 2 *(1Σ u 1), Xe 2 *(O u ) respectivement ................................................................. 70
Figure III.7 Variation de l'efficacité totale et partielle (η, η 172 , η 147 ) pour différentes valeurs
de la capacité du diélectrique ................................................................................................... 71
de la tension appliquée ............................................................................................................. 71
de la fréquence ......................................................................................................................... 72
de la pression ............................................................................................................................ 73
Figure III.11 Variation de l'efficacité (a) totale et partielle (b) η 172 , (c)η 150 , (d) η 147 pour
différentes valeurs de la concentration du xénon (10%, 30%, 50%) ....................................... 75
Figure IV.1 Schéma du modèle de la décharge incluant la gaine cathodique et la colonne
positive, d=d rc +d p =0,5 cm ....................................................................................................... 81
Figure IV.2 Variation temporelle du courant I, de la tension du diélectrique V d , de la tension
du gaz V p , et de la tension de la gaine V rc .............................................................................. 82
Figure IV.3 Variation temporelle des différents types de courants à la cathode...................... 83
Figure IV.4 Variation spatio-temporelle du champ électrique: (a) avant le claquage, (b) au
début de la formation du plasma, (c) après le claquage ........................................................... 85
viii
Figure IV.5 Variation spatio-temporelle de la densité des électrons: (a) avant le claquage, (b)
au début de la formation du plasma, (c) après le claquage ...................................................... 87
Figure IV.6 Variation spatio-temporelle de la densité des ions: (a) avant le claquage, (b) au
début de la formation du plasma, (c) après le claquage ........................................................... 89
Figure IV.7 Variation temporelle de la concentration des: (a) espèces atomiques et (b)
excimères .................................................................................................................................. 90
Figure IV.8 Evolution temporelle de la longueur de la gaine .................................................. 91
Figure IV.9 Evolution temporelle de (a) champ électrique et (b) densité des ions .................. 92
Figure IV.10 Evolution temporelle de la densité du courant ionique et photonique ............... 93
Figure IV.11 Evolution temporelle du courant de la décharge I, tension du plasma V p et du
diélectrique V d ........................................................................................................................ 93
Figure IV.12 Evolution temporelle du courant de la décharge sans la gaine et pour différentes
valeurs du coefficient d'émission secondaire ........................................................................... 94
Figure IV.13 Evolution temporelle de la densité du photon 173nm sans la gaine et pour
différentes valeurs du coefficient d'émission secondaire ......................................................... 95
Tableau II.1 Réactions présentes dans le Xe pour la production de l’UV à 173 nm ............... 43
Tableau II.2 Réactions dans un mélange Xe+Cl 2 , pour la production de l’UV à 308 nm ....... 44
Tableau II.3 Différents excimères et exciplexes ...................................................................... 44
Tableau III.1 Processus de réactions élémentaires dans une décharge NeXe pour lampe à
excimère ................................................................................................................................... 58
Tableau III.2 Condition de fonctionnement de la lampe à excimères ...................................... 64
Tableau IV.1 Valeurs maximales des différentes densités du courant ..................................... 83
ix
x
INTRODUCTION GENERALE
Les développements récents des dispositifs plasma à décharge à barrière diélectrique et leur
vulgarisation auprès du grand public par les écrans plasmas, les ont rendus populaires. Et
pourtant les premières expériences sur ce type particulier de décharges datent de plus d’un
siècle avec les travaux de Siemens.
Dans les décharges à barrières diélectriques (DBD) ou décharges silencieuses, les électrodes
(au moins une des deux) sont recouvertes d’une couche diélectrique. Elles ne peuvent donc
fonctionner que si la tension appliquée varie dans le temps (souvent sous forme sinusoïdale)
de façon que le courant change de sens à chaque décharge successive. Elles ont des propriétés
très intéressantes pour des applications qui permettent la génération d’un plasma froid horséquilibre à des pressions élevées en évitant, par limitation capacitive du courant, la transition
vers un régime d’arc. Ce type de décharge est utilisé depuis longtemps pour la génération
d’ozone, plus récemment pour le traitement de surface, et depuis une dizaine d’années dans
les écrans plats à plasma.
Les DBD sont souvent caractérisées par des structures de plasma non homogènes,
filamentaires, ce qui n’est pas inattendu à pression élevée. Cependant la nature inhomogène et
filamentaire du plasma peut être inadéquate pour certaines applications, par exemple dans le
cas de certains traitements de surface où il est important que la surface soit traitée de façon
uniforme.
Depuis plusieurs décennies les sources artificielles de rayonnement ultraviolet sont en grande
partie représentées par des lampes à décharge dans des vapeurs de mercure. Les récentes
réglementations très restrictives vis-à-vis de l’usage des métaux lourds à fort pouvoir polluant
comme le mercure, favorisent le développement de nouvelles sources, nécessairement au
moins aussi efficaces mais sans mercure. De ce fait, les sources artificielles de rayonnement
UV à base du procédé plasma notamment les lampes à décharges à barrière diélectriques sont
des candidats potentiels pour substituer aux précédentes lampes. A noter que l’efficacité de la
transformation de la puissance électrique délivrée à une excilampe en flux VUV peut être
tellement importante (de l'ordre de 40% à 60% pour du xénon [Bh-1]) qu'une conversion en
rayonnement visible via des poudres fluorescentes est envisageable. Un autre argument,
plaidant la cause des excilampes est leur durée de vie assez élevée grâce à l’absence de
contact entre les électrodes et le gaz.
Introduction Générale 1
Leur principal avantage est qu’elles n’utilisent pas le mercure, un élément aussi polluant et
nocif que les autres métaux lourds. Outre l’application en éclairage, les systèmes DBD sont
également appliqués dans des secteurs aussi vitaux comme la dépollution, la potabilisation de
l’eau…etc. Au vu de toutes ces applications aussi diverses que variées, les sources d’UV
issues des DBD deviennent un acteur incontournable dans notre société d’aujourd’hui et celle
de demain.
L'objective de cette thèse est l'étude des propriétés électriques et cinétiques de la décharge à
barrières diélectriques dans la lampe à excimères pour le mélange NeXe à différentes
concentrations et optimiser sa production des rayonnements UV en utilisant un modèle
cinétique pour la colonne positive et un modèle unidimensionnel pour la région cathodique.
Cette description permet d'analyser le comportement spatiotemporel des densités des espèces
chargées, les caractéristiques électriques, et de calculer l'efficacité lumineuse de la lampe.
La présente thèse s'articule en quatre chapitres. Le premier chapitre est consacré aux
généralités sur les décharges à barrières diélectriques, leur définition, leur principe de
fonctionnement et leur alimentation. Nous présentons de façon succincte les différents
phénomènes qui se produisent au sein d’une décharge électrique dans un gaz. Les différents
régimes de la DBD sont argumentés par des travaux expérimentaux.
Dans le second chapitre nous avons détaillé les applications des DBD et des lampes à
excimères dans différent domaines notamment dans celui de la médecine en citant quelques
travaux. Nous avons aussi présenté quelques excilampes fabriquées dans des laboratoires.
Le troisième chapitre est dédié à l’étude de la colonne positive pour l'amélioration de la
production des UV. Nous avons commencé par détailler le modèle cinétique zérodimensionnel avec les équations liées à ce dernier puis nous avons dévoilé les réactions prises
en compte avec les références de leurs taux. En fin nous avons discuté le comportement de la
décharge dans le cas d'une tension appliquée sinusoïdale, et sous les conditions de
fonctionnement d'une excilampe.
Au dernier chapitre nous proposons une étude sur la formation de la gaine cathodique en
utilisant le modèle unidimensionnel. Nous avons commencé par une description détaillée de
ce dernier puis nous avons entamé l'analyse des résultats obtenus en discutant les évolutions
temporelles des paramètres électriques et cinétiques de la décharge DBD et l'évolution
spatiotemporelle du champ électrique et des densités électronique et ionique. Nous avons
aussi pu voir l'influence de la concentration du xénon sur la longueur de la gaine, le champ
électrique la densité ionique et sur le courant ionique et photonique issu de l'émission
secondaire à la cathode. Enfin nous avons terminé avec une étude sur des paramètres
électriques et la densité du photon 173nm avec la gaine cathodique en variant γ le coefficient
de l'émission secondaire puis en la négligeant pour évaluer son importance.
Les décharges à barrière diélectrique: Etat de l'art
Chapitre I
Les décharges à barrière diélectrique: Etat de
l'art
L
es décharge à barrières diélectriques (ou DBD) constituent une catégorie
spécifique de décharges dans les gaz rares, définie par leur géométrie. Ce
chapitre présente une introduction au plasma et à ca technologie suivi d'une
définition de la décharge DBD et de ces caractéristiques et notamment les spécificités du
régime de décharge filamentaire rencontré dans les lampes excimères.
Chapitre I 5
I.1. Introduction aux plasmas
Si nous prenons un élément de la matière à son état solide et nous commençons à le
chauffer, nous retrouverons son évolution comme le montre le schéma de la figure I.1. Cet
élément passe graduellement par son état liquide, ensuite à l’état gazeux, puis au plasma. Pour
cette raison le plasma est appelé souvent « le quatrième état de la matière » [Po-1] et constitue
environ 99 % de la masse visible de l’univers [Le-1].
Solide
Liquide
Gaz
Plasma
Température
Figure I.1 Evolution de l’état de la matière avec la température
Un plasma est un ensemble de particules comportant des particules chargées. On
rencontre des plasmas d’un intérêt particulier, ce sont les plasmas quasi neutres ; constitués de
particules chargées, ils possèdent la caractéristique suivante : la somme totale des charges est
nulle dans un volume macroscopique (c’est la quasi neutralité). D’autre part, dans un plasma,
les effets collectifs des particules sont plus importants que les effets dus aux forces
coulombiennes entre particules proches. Par comportement collectif, on entendra les
mouvements qui ne dépendent pas uniquement des conditions locales, mais aussi de l’état du
plasma dans des régions plus lointaines. De nombreux ouvrages de références sur la physique
des plasmas existent : on citera par exemple [Be-1, Kr-1].
Les plasmas peuvent être caractérisés par deux paramètres : la densité n exprimée en m-3 et la
température T exprimée en K (il est habituel en physique des plasmas de mesurer les
températures par la valeur de k B T mesurée en eV (où k B est la constante de Boltzmann) avec
la conversion 1 eV = 11 600K). Les applications de la physique des plasmas couvrent une très
large gamme de valeurs de la densité et de la température. En effet, n peut varier de 106
(espace interstellaire) à 1034 m-3 (plasma dans les métaux), tandis que k B T peut aller de 0,1
(néons) à 106 eV (plasmas de fusion) [Cr-01].
I.2. Technologie des plasmas
Bien que la physique des plasmas soit un outil essentiel pour étudier les structures et
les processus astrophysiques, son domaine d’application ne se restreint pas à la seule physique
fondamentale ; depuis plusieurs dizaines d’années, la technologie des plasmas est devenue
indispensable dans de nombreuses industries et la physique des plasmas constitue une branche
extrêmement active et innovante de la physique appliquée.
Chapitre I 6
Les activités industrielles peuvent être classifiées suivant différents schémas ; du point de vue
de la physique appliquée, il est intéressant de considérer trois grands types d’activités et de
distinguer respectivement :
•
Le traitement de l’information.
•
Le traitement de l’énergie.
•
Le traitement des matériaux.
Les technologies des plasmas sont au cœur des techniques de pointe mises en œuvre dans ces
trois secteurs ; quelques exemples permettent de mesurer l’impact et le potentiel des procédés
plasmas dans ces trois domaines.
Les technologies modernes de traitement de l’information utilisent des composants
électroniques miniaturisés tels que les microprocesseurs et les mémoires. Ces composants ne
peuvent être fabriqués que dans des réacteurs à plasma car la gravure de millions de motifs,
possédant des détails de dimensions inférieures au millième de millimètre, est impossible avec
les procédés mécaniques ou chimiques usuels ; mais elle devient possible avec les flux d’ions
énergétiques issus de la zone périphérique des décharges électriques radiofréquence.
Les réacteurs plasmas radiofréquence, conçus pour maîtriser et optimiser ces flux d’ions,
permettent ainsi les opérations de gravure et de dépôt sur les substrats de silicium et sont les
outils essentiels des chaînes de fabrication des industries microélectronique.
Dans les sociétés industrielles modernes, entre un et quelques gigawatts de puissance
électrique sont globalement nécessaires par million d’habitants ; ainsi, la consommation
d’énergie annuelle mondiale atteint désormais un niveau de l’ordre de 1020 joules et le
développement de l’humanité s’accompagne d’une demande énergétique toujours croissante ;
elle excède depuis longtemps la satisfaction des besoins énergétiques primaires, c’est-à-dire
une consommation minimale d’environ 3 GJ/homme/an. Ces estimations sont approximatives
et font l’objet de nombreux débats d’experts compte tenu de la difficulté à évaluer le potentiel
de découverte de nouveaux gisements. L’impact sur l’environnement de l’utilisation de ces
combustibles fossiles ne peut plus être négligé, l’émission de gaz à effet de serre conduit à des
effets sur le climat que l’on commence à observer et évaluer ; en particulier, la concentration
de CO 2 a augmenté de 30% depuis un siècle, et pourrait doubler d’ici la fin du siècle.
Compte tenu de la croissance de la demande et des contraintes écologiques, la fusion de
noyaux légers de deutérium et tritium dans des réacteurs à fusion thermonucléaire contrôlée,
est la seule option, à long terme, validant physiquement les schémas de développement
envisagés pour les sociétés postindustrielles.
Chapitre I 7
Un système thermonucléaire ne produit pas de dioxyde de carbone, génère des déchets
radioactifs de faible activité et ne présente aucun risque d’emballement. Le deutérium (D) se
trouve en quantité inépuisable dans l’eau et le tritium (T) peut être produit dans la couverture
du réacteur. Le lithium (Li) se trouve aussi en quantité abondante dans la croûte terrestre.
Compte tenu des pertes radiatives, la réaction de fusion des noyaux du deutérium et du
tritium ne peut s’auto-entretenir en régime de combustion exothermique qu’à partir d’une
température de l’ordre de 4 keV ; à de telles températures la matière est totalement ionisée et
la problématique de la production d’énergie par fusion nucléaire se réduit donc aux problèmes
complexes du chauffage et du confinement des plasmas. La solution de ces problèmes,
jusqu’à présent non résolus, implique la compréhension et la maîtrise des instabilités et de la
turbulence dans les plasmas thermonucléaires, qui constituent les objectifs majeurs des
programmes de recherches en physique des plasmas thermonucléaires.
La production d’oxyde d’azote, d’acétylène et de carbure de calcium, par synthèse en phase
plasma, dès le début du XXe siècle, constitue les premières applications industrielles des
plasmas dans le domaine de la synthèse et du traitement des matériaux. Les propriétés de
hautes températures (>104K) des plasmas d’arc de puissance sont utilisées en sidérurgie pour
améliorer ou remplacer les procédés conventionnels des hauts fourneaux. Ces mêmes
décharges plasma en régime d’arc, mais à plus faible puissance, constituent les éléments actifs
des systèmes de découpe et de soudure dans les ateliers de mécanique en amont des industries
nucléaire, aéronautique et spatiale. Les plasmas permettent aussi la production de film de
diamant ou de couches minces de silicium ; enfin la phase plasma offre une voie unique pour
la synthèse de matériaux ultra-durs n’existant pas à l’état naturel tel que le nitrure de carbone.
[Ra-1]
I.3. Comment génère-t-on un plasma froid ?
Les plasmas hors équilibre thermodynamique sont donc des plasmas faiblement ionisés, où la
température des électrons est nettement supérieure à celle des autres espèces présentes dans le
gaz. Mais du fait de leur petit nombre et malgré leur température élevée, les électrons ne
chauffent pas significativement le gaz d’où leur nom de plasma froid.
Deux types de technique permettent de générer un plasma froid à pression atmosphérique :
I.3.1. Les techniques à faisceaux d’électrons où les électrons sont créés puis accélérés sous
vide. Ces électrons très énergétiques sont ensuite introduits dans le gaz à traiter après avoir
traversé une fenêtre semi-conductrice. Dans ce gaz, qui est à pression atmosphérique, les
Chapitre I 8
électrons créent un plasma à mesure qu’ils provoquent des collisions avec les molécules de
gaz.
I.3.2. Les techniques à décharge électrique où les électrons sont directement créés et accélérés,
à pression atmosphérique, dans le volume de gaz à traiter par l’application d’une haute tension
entre deux électrodes. Ces électrons entrent en collision avec les molécules de gaz, transférant
immédiatement leur énergie à mesure qu’ils circulent d’une électrode vers l’autre.
Il est à noter que l’énergie moyenne des électrons créés par décharge électrique est
beaucoup plus faible que celle des électrons obtenus par faisceaux d’électrons. Pour des
raisons économiques et techniques, les montages à faisceaux d’électrons restent néanmoins
peu utilisés. La majorité des plasmas hors équilibre sont générés par des décharges électriques
parmi lesquelles on distinguera particulièrement les décharges à barrière diélectrique, qui sont
les plus couramment employées dans le domaine de la dépollution d’effluents gazeux. [Du-1]
I.4. Définition des décharges DBD
On appelle "décharge à barrières diélectriques", le type de décharge dans un gaz
caractérisé par la présence d'au moins une épaisseur de matériau diélectrique dans le gap [Ko1]. Historiquement, ce type de décharge a d'abord été qualifié de " décharge silencieuse " par
Andrews et Tait dès 1860, et le terme est encore rencontré de nos jours [Ko-2]. Les
applications des DBD concernent actuellement principalement les traitements chimiques à
pression atmosphérique : génération d'ozone, traitements de surface, dépôt de couches minces
[Ko-2, He-1] et la génération de photons UV pour les panneaux à plasma [Ca-1, Ca-2], les
lampes à excimères, etc.
Il est possible de générer des DBD dans une gamme élevée de pressions et pour
différentes natures de gaz. La capacité du diélectrique limite le courant électrique dans le
système, permettant ainsi la génération d'un plasma froid même à pression atmosphérique.
Dans ces conditions le régime de fonctionnement dominant des DBD est filamentaire [Ch-1].
Les charges s'accumulant sur le diélectrique limitent l'extension des microdécharges,
empêchant la formation d'arcs électriques, de plus le diélectrique permet la distribution des
microdécharges de manière quasi uniforme sur la surface de décharge [Pi-1]. Si le régime
filamentaire des DBD est majoritairement observé, il est toutefois possible d'obtenir une DBD
homogène à haute pression [Te-1, Ma-1]. Des DBD homogènes ont été obtenues notamment
par préionisation, permettant à la décharge de s'étendre spatialement au lieu de former une
microdécharge [Pa-1, Le-2]. Une autre méthode consiste à utiliser les propriétés de
Chapitre I 9
diélectriques électrets, c'est-à-dire présentant un état de polarisation électrique quasi
permanent, qui vont agir comme une source de charges transportées à travers le gap sur toute
la surface de décharge [Te-1]. Les DBD ne peuvent être alimentées que par des signaux
alternatifs, le couplage capacitif du diélectrique rendant le système électrode-diélectrique
semblable à une capacité [Ko-3]. Les signaux peuvent être de différentes formes : sinusoïdaux,
carrés ou impulsionnels. [Be-3]
I.5. Le régime de décharge luminescente
L’observation de la caractéristique V(I) nous permet de distinguer plusieurs segments
correspondant aux différents régimes de la décharge. La portion (AB) représente le régime de
décharge non-autonome. Au niveau du point B, la valeur seuil (tension de claquage) à partir
de laquelle la décharge est autonome est atteinte V=V cl . La valeur de la tension de claquage
dépend de la nature du matériau d’électrode, de l’état de surface des électrodes, du gaz et
aussi du produit P×d. La portion (BC) correspond au régime de la décharge de Townsend, et
finalement la partie (CF) représente l’ensemble des différentes zones du régime de décharge
luminescente : le régime subnormal (CD), le régime normal (DE) et le régime anormal (EF).
Tension (V)
F
B
C
Vcl
D
A
G
E
Courant (A)
10-20
10-10
10-6 10-3
10-1
1
10
Figure I.2 Caractéristique tension-courant théorique des décharges électriques dans le cas idéal d’électrodes
planes et parallèles
Chapitre I 10
I.5.1 Régime de décharge non-autonome (AB) :
Pour une tension appliquée croissante mais inférieure à V cl le courant reste faible, son
ordre de grandeur est de 10-20 à 10-14 A. Les électrons germes du gaz, créés par le
rayonnement cosmique, sont accélérés par le champ électrique homogène inter-électrodes. Ils
n’ont cependant pas assez d’énergie pour exciter et ioniser efficacement les atomes neutres du
gaz. La décharge est sombre.
I.5.2 Régime de décharge de Townsend (BC) :
Au point B la différence de potentiel V a atteint la tension de claquage V cl . La
décharge est autoentretenue. La décharge fournit autant d’électrons que le circuit
d’alimentation. Le courant augmente fortement, il passe de 10-10 à 10-6 A alors que la tension
(V>V cl ) reste constante. Les électrons gagnent suffisamment d’énergie sur le champ
électrique géométrique pour augmenter les évènements d’ionisation des particules du gaz.
I.5.3 Régime de décharge luminescente subnormale (CD) :
Dès le point C le courant est suffisamment important pour modifier le champ
électrique géométrique, ce qui améliore l’efficacité des processus collisionnels d’ionisation et
d’excitation du gaz. Sa valeur augmente moins que précédemment, il passe de 10-6 à 10-3 A,
mais devient relativement élevée. En conséquence, la résistance du gaz diminue et une tension
plus faible (V<V cl ) est nécessaire pour assurer l’auto-entretien de la décharge. La décharge est
plus lumineuse mais ne recouvre pas la totalité de la surface des électrodes.
I.5.4 Régime de décharge luminescente normale (DE) :
La tension restant constante, la décharge augmente son courant en s’étendant
radialement de façon progressive jusqu'à correspondre à la surface des électrodes au point E.
L’intensité lumineuse se rapproche de la cathode.
I.5.5 Régime de décharge luminescente anormale (EF) :
La surface radiale de la décharge a atteint celle des électrodes. Si le courant augmente
encore la décharge doit produire plus d’électrons secondaires pour assurer la condition d’autoentretien. La chute de potentiel à la cathode qui conditionne l’énergie d’impact des ions et
donc la production d’électrons augmente avec la tension V appliquée entre les électrodes.
Dans ce régime la tension augmente avec le courant [Th-1, Di-1].
Chapitre I 11
I.6. La structure spatiale de la décharge
Si nous nous intéressons à présent de plus près à la décharge luminescente, nous avons
dans le paragraphe précédent remarqué que sa structure axiale n’est pas homogène. En effet,
on peut distinguer tour à tour des régions sombres et lumineuses. Cela est dû aux variations
suivant l’axe du champ électrique et du potentiel. Chacune de ces régions présente des
propriétés qui lui sont propres. Le schéma suivant précise et présente les grandeurs
caractéristiques qui leur sont associées.
Figure I.3 : Structure spatiale de la décharge luminescente normale et ses propriétés
Nous allons décrire les différentes régions les unes après les autres. Du côté de l’électrode
négative, la cathode, on peut repérer trois régions : l’espace sombre cathodique, la lueur
négative et l’espace sombre de Faraday. Du côté de l’électrode positive, l’anode, une brillante
lueur anodique sépare la colonne positive de l’espace sombre anodique.
I.6.1. L’espace sombre cathodique
Une chute de potentiel apparaît entre l’espace sombre cathodique et la lueur négative, c’est la
chute cathodique. Dans l’espace sombre d’Aston, les électrons issus de la cathode subissent
Chapitre I 12
une très forte accélération sans collision causée par le champ électrique. Une fois accélérés,
ils pénètrent dans la lueur négative.
I.6.2. La lueur négative
C’est la région où l’intensité lumineuse est la plus intense. En effet, cette zone est le siège
d’intense ionisation et excitations des atomes par collision avec les électrons. Le champ
électrique y est faible et la densité électronique est de l’ordre de 1016 électrons/m3.
I.6.3. L’espace sombre de Faraday
L’énergie électronique est faible à cause des collisions qui ont eu lieu dans la zone
précédente. La densité électronique décroît sous l’effet de phénomènes de recombinaison et
de diffusion radiale. Le champ électrique est très faible.
I.6.4. La colonne positive
Le champ électrique est constant même s’il a relativement une faible valeur. Typiquement
pour un tube de laboratoire, sa valeur est de l’ordre du volt par mètre. Cependant, la valeur du
champ est juste suffisante pour maintenir la colonne par des processus que nous allons voir en
détail dans les paragraphes suivants. C’est une région non nécessaire à la maintenance de la
décharge, mais qui peut occuper une grande partie du tube si la longueur de celui-ci est
largement supérieure à ses dimensions latérales. C’est cette région qui fournie une lumière
uniforme que l’on exploite dans les lampes à décharge. L’ordre de grandeur de la température
et des densités électroniques est de 0,5 à 2 eV et 1015 à 1016 électrons/m3, respectivement.
I.6.5. La région anodique
La région anodique est décomposée en une lueur anodique et un espace sombre anodique. En
effet, à cause de l’augmentation du champ électrique lorsque l’on se rapproche de l’anode, les
électrons gagnent de l’énergie, ce qui conduit à une augmentation des excitations par impacts
électroniques et donc à une augmentation de l’émission. D’où une émission notable dans la
zone de lueur négative [Be-16].
Chapitre I 13
I.7. Principe des DBD
L’ amorçage du plasma débute par une avalanche électronique, celle-ci se développant, la
quantité de charges est de plus en plus grande. Le champ induit devient du même ordre de
grandeur que le champ appliqué. Une fois ce champ établi, la zone de séparation de charge va
pouvoir se propager en sens inverse des électrons, créant un filament appelé « streamer ».
I.7.1. Configurations de la DBD
Les décharges à barrières diélectriques (DBD), également appelées décharges silencieuses,
permettent de générer un plasma hors-équilibre thermodynamique à des pressions proches de
la pression atmosphérique [El-1] [Ko-8]. Pour transporter un courant autre que capacitif dans
l’ espacement de la décharge, le champ électrique se doit d’ être assez intense pour causer
l’ effondrement du gaz. Or, pour des valeurs élevées de pression (et de distance interélectrodes), l’ augmentation du courant entre deux électrodes métalliques entraîne
généralement le passage vers un régime d’ arc, synonyme de plasma à haute température et de
dommages à la surface. La présence d’ un diélectrique entre les électrodes peut être considérée
comme une capacitance en série avec l’ espace de gaz (voir figure I.4). Sa charge limite la
tension appliqué au gaz ce qui évite la transition vers un arc. L’ accumulation de charges
issues du plasma sur le diélectrique solide entraîne une chute du potentiel et du champ
appliqués sur le gaz conduisant à l’ extinction de la décharge. Il agit donc comme un ballast
qui, dans le cas idéal, ne consomme aucune énergie. Le diélectrique étant un isolant sa
constante diélectrique et son épaisseur, en combinaison avec la dérivée dans le temps de la
tension appliquée, dV/dt détermine la quantité de courant qui peut passer à travers le
diélectrique. Il ne laisse pas passer le courant DC et les décharges DBD sont nécessairement
pulsées et requièrent donc l’ utilisation de la tension alternative pour fonctionner.
Les matériaux couramment utilisés comme barrière diélectrique sont le verre, le quartz,
l’ alumine, des couches de polymères et certaines céramiques particulières. Des différences de
potentiel de l’ ordre de dizaines de kV sont nécessaires pour allumer les décharges dans un
espace inter-électrodes de quelques millimètres. Puisque à haute fréquence, la limitation du
courant par la barrière diélectrique devient de moins en moins efficace, la DBD est
normalement utilisés entre des fréquences de 50 kHz à 10 MHz [Ch-2].
Chapitre I 14
Electrode en haute
tension
AC
Plasma
Barrières
diélectriques
Electrode à la
masse
a) Double barrières diélectriques
b) Barrière diélectrique à
l’électrode
c) Barrière diélectrique entre les
électrodes
Figure I.4 Quelques configurations de la décharge à barrières diélectriques
Chapitre I 15
I.7.2. Mécanisme de claquage de Townsend (Avalanche électronique primaire)
Un électron placé dans un champ électrique uniforme (E = V/d, où V est la différence
de potentiel appliquée entre deux électrodes de distance d) est accéléré et peut ioniser des
atomes ou des molécules, tel que A + e- → A+ + 2e-. L’ionisation d’une espèce conduit donc
à la formation d’une particule chargée et à la libération d’un électron supplémentaire, qui à
son tour va être accéléré et acquérir une énergie suffisante pour ioniser une seconde particule.
Ce mécanisme d’ionisation successive est connu sous le nom « d’avalanche électronique » ou
« décharge de Townsend ». [La-1]
C'est ce phénomène, qui provoque un accroissement exponentiel de la densité de charge
électronique lorsqu'on s'éloigne de l'électrode. Ceci est montré sur la figure (I.5).
Pour que la décharge soit auto-entretenue, il est nécessaire que tout électron qui quitte la zone
d’ionisation soit remplacé. Chaque électron doit créer suffisamment d’ions positifs, de
photons et d’espèces métastables pour qu’au moins l’un d’eux puisse produire un nouvel
électron.
Sous l’influence du champ électrique appliqué, toutes les particules ainsi créées vont se
déplacer dans l’espace inter-électrodes et générer un courant électrique, le courant de
décharge.
Figure I.5 Schéma de l'avalanche électronique
Cette avalanche peut être étudiée quantitativement à partir de la connaissance du
coefficient α, dit premier coefficient d’ionisation de Townsend. α, représente le nombre
d’électrons (ou d’ions positifs) crées par un électron par élément de longueur le long d’une
ligne de force du champ appliqué [Ro-1]. Une expression empirique exploitable considère que
l'énergie thermique des électrons est acquise par le travail du champ électrique sur une
Chapitre I 16
distance de l'ordre du libre parcours moyen. Or ce dernier est inversement proportionnel à la
pression. Donc, en introduisant les constantes A et B déterminées expérimentalement, on a:
 B.P 
=
α A.P.exp  −
 (I.1)
 E 
P : la pression.
E : le champ électrique appliqué.
α : le premier coefficient d’ionisation de Townsend.
I.7.3. Théorie du streamer
Dans un champ électrique suffisant pour créer l’amorçage, la vitesse des électrons est
environ 100 fois supérieure à celle des ions positifs, si bien que l’avalanche se développe
comme un nuage d’électrons laissant derrière lui des ions positifs quasi stationnaires, alors
l'avalanche conduit à la formation d'une structure dipolaire comme le montre la figure (I.6):
•
Une région (vers l'anode) à forte densité d'électrons.
•
Une région (vers la cathode) à forte densité d'ions positifs.
Figure I.6 Un diagramme schématique d’une avalanche d’électrons
Par conséquent la séparation des électrons et des ions génère une charge d'espace

importante produisant un champ électrique E ′ de structure dipolaire et s'opposant à la

séparation, qui s'ajoute vectoriellement au champ extérieur E0 . Le champ résultant est alors

plus faible que E0 et acquiert une composante radiale, [Ro-1] entre les deux nuages de
charges.
Le taux d'ionisation, croissant avec le champ électrique, est augmenté à la tête de l'avalanche,
tandis qu'il est diminué à l'intérieur de celle-ci par le développement du champ résultant. C'est
l'affaiblissement du champ dans l'avalanche qui favorise la formation d'un plasma quasineutre, le streamer parfois nommé dard en français.
Chapitre I 17
Figure I.7 Etapes successives du développement d’un streamer positif
Si le streamer ainsi formé se dirige vers la cathode il est dit cathode-directed ou
positif. Dans le cas contraire, correspondant à de très fortes tensions et de grandes distances
inter-électrodes on parle d'anode-directed streamer, la situation intermédiaire restant possible.
Ainsi, le processus de transformation de l'avalanche primaire en streamer est fondamental
dans le claquage et constitue encore un sujet de recherche actuel. Si l’on considère le cas
d'une cathode directed streamer ; lorsque l'avalanche a atteint l'anode, les électrons
commencent à plonger dans le métal de l'électrode, les ions positifs forment une charge
d'espace importante qui renforce l'effet du champ résultant. On émet alors l'hypothèse que le
mécanisme prédominant réside dans la photo-ionisation par des photons énergétiques produits
dans l'avalanche par des atomes excités. Les électrons ainsi formés au voisinage de
l'avalanche génèrent des avalanches secondaires se dirigeant vers le sillon du nuage sous
l'effet du champ résultant décrit précédemment. Ces nouvelles avalanches rejoignent
l'avalanche primaire pour former un plasma quasi-neutre de plus grande étendue dans la
direction de la cathode. À cet endroit, des atomes sont excités et les mêmes processus peuvent
avoir lieu à nouveau et le streamer croît. Lorsqu'il atteint la cathode, un canal de plasma
neutre reliant les électrodes s'est formé, se comportant électrostatiquement comme un fil
métallique, ce qui a pour effet de diminuer le champ électrique entre les électrodes par
polarisation du conducteur. Les avalanches secondaires dues à la photo-ionisation sont attirées
par le canal, ce qui limite sa croissance. Ainsi, la formation du streamer est possible lorsque le

champ E ′ dû à la charge d'espace est plus important que le champ extérieur, afin que les
avalanches secondaires se dirigent vers l’avalanche primaire. On en déduit un critère de
formation s'écrivant:
E′ =
e
exp [α .x ] ~ E0 (I.2)
R2
e : charge élémentaire de l’électron.
Chapitre I 18
R est le rayon de la tête de l'avalanche pour x=d, "d" étant la distance inter-électrodes, on a le
champ E′ minimal. En calculant explicitement R, on peut ensuite écrire une forme simplifiée
du critère dit condition de claquage de Meek :
α .d ~ 20 et N e ~ exp (α .d ) ~ 108 (I.3)
Ces critères sont vérifiés en particulier dans l'air à pression atmosphérique. En effet, au
niveau de l’avalanche primaire, l'amplitude du champ est considérablement plus grande que
celle du champ extérieur et les électrons se déplacent alors vers l'anode plus rapidement, à la
vitesse de dérive correspondante. Comme les photons et les électrons sont émis et absorbés
aléatoirement de nombreuses manières différentes, on peut supposer que des directions
privilégiées de production et de propagation des avalanches secondaires puissent apparaître,
ce qui justifierait les formes expérimentales en zigzag des étincelles et des streamers.
A ce qui vient d'être décrit, il faut rajouter quelques corrections pour les gaz électronégatifs,
ce qui est le cas de l'air ou du SF 6 , le meilleur isolant gazeux. En effet, le phénomène
d'attachement ralentit l'ionisation dans les avalanches, ce qui implique des champs disruptifs
plus élevés et étend le domaine de validité du processus de claquage par streamer aux dépens
du mécanisme de Townsend [Ro-1].
I.7.4. Courbe de Paschen
En 1889, Friedrich Paschen a recherché pour différents gaz la tension nécessaire
(disruptive) pour initier un plasma entre deux électrodes planes et parallèles. Cette tension est
dépendante de la nature du gaz, de sa pression et de sa température. Les courbes de Paschen
pour une température fixe de 300 K sont présentées sur la figure I.8 pour différents gaz. La
tension disruptive est tracée en fonction du produit pression du gaz et distance interélectrodes. Cette figure montre que le bon paramètre n’est ni la pression, ni la distance mais le
produit de ces deux grandeurs.
Chapitre I 19
V (Volts)
Pd (Torr.cm)
Figure I.8 Courbe de Paschen pour différents gaz [Ra-2]
Les exemples présentés sur cette figure correspondent à une décharge dans différents gaz
monoatomiques comme l’argon ou moléculaires comme l’air. Cette courbe peut s’écrire sous
la forme de l’équation de Paschen pour une température constante [Ra-2]:
V ( P, d ) =
C.P.d
D + ln( P.d ) (I.4)
Les valeurs C et D sont des constantes dépendantes de la nature du gaz, et de celle des
électrodes.
En observant cette courbe, nous pouvons remarquer qu’elle présente un minimum de tension
qui correspond à la densité optimale de molécules présentes dans le gaz pour favoriser un
claquage. Pour une distance d donnée :
•
Avant ce minimum de tension, la pression est peu élevée, la densité de molécules est
faible : nous avons donc un grand libre parcours moyen et une faible fréquence de
collisions. Pour initier une décharge, il faut donc augmenter le champ électrique pour
que les électrons soient plus énergétiques et ainsi favoriser la probabilité d’ionisation
lors d’une collision.
•
Après ce minimum, la pression est plus élevée la fréquence de collisions également,
mais de ce fait la distance parcourue par les électrons avant une collision est réduite et
donc l’énergie acquise par cet électron également. Pour que les collisions soient
ionisantes, il est nécessaire d’augmenter le champ électrique pour rendre les électrons
plus énergétiques et augmenter la probabilité d’ionisation.
Chapitre I 20
Dans les gaz, nous pouvons distinguer plusieurs modes de claquage autour de ce minimum en
se plaçant dans le cas d’une distance inter-électrode d fixe. Pour cela, on va distinguer le
comportement de la branche de gauche et de celle de droite autour du minimum. Sur la
branche de gauche pour une pression donnée, le claquage s’effectuera entre les distances les
plus longues. Les modes courants de claquage sur cette branche sont ceux de type peudospark [Ba-1]. Sur la branche de droite, pour une pression donnée le claquage se produit à
faibles distances. La plupart des dispositifs de décharge fonctionnent sur la branche du milieu
et de droite, cela correspond aux claquages de type Townsend et de type streamer. Ces
différents processus sont indiqués sur la figure I.9.
Figure I.9 Courbe de Paschen et mode de claquage en fonction du produit pd [Ma-5]
I.8. Régimes de DBD homogènes et filamentaires
Les rappels ci-dessus concernent les décharges stationnaires, mais la plupart des idées
générales (critère de claquage, régime de Townsend, régimes de décharge luminescente)
restent applicables à des décharges transitoires de type DBD. [Be-4]
Dans cette section nous discutons brièvement quelques travaux récents sur les régimes de
DBD homogènes et les régimes filamentaires, de type streamer ou non, dans des conditions de
pression élevée.
Comme nous l’avons dit plus haut, de nombreux travaux ont été consacrés à la recherche de
conditions de DBD dans lesquelles le plasma pouvait rester homogène à pression
atmosphérique. De telles conditions ont été trouvées dans les gaz rares comme l’hélium
comme le montre la figure I.10 tirée de Massines et al. [Ma-1]. On voit sur la figure I.10-b
que l’on peut obtenir une DBD homogène dans l’hélium à pression atmosphérique pour un
Chapitre I 21
gap de 5 mm, une tension d’amplitude 1 kV et de fréquence 10 kHz. Si la fréquence est
diminuée à 1 kHz, la décharge devient inhomogène et on observe la présence de filaments sur
la figure I.10-a. Dans le cas de la décharge homogène, on note une région plus lumineuse côté
cathodique, puis une zone sombre suivie d’une zone moins lumineuse que la première. Ceci
est cohérent avec la structure bien connue d’une décharge luminescente (lueur négative,
espace sombre, colonne positive).
Figure I.10 Photos (temps de pause 10 ns, au voisinage du pic de courant) de DBD dans l’hélium à pression
atmosphérique (gap de 5 mm) pour des tensions d’amplitudes voisines de 1 kV et de fréquence (a) 1 kHz, et (b)
10 kHz. La décharge de (a) est filamentaire, celle de (b) est diffuse (glow). D’après Massines et al. [Ma-1]
Gherardi et al. rapportent des résultats similaires dans l’azote, reproduits sur la figure I.11. La
décharge de la figure I.11-a est homogène tandis que celle de la figure I.11-b est clairement
filamentaire. Une différence importante avec la figure précédente, dans le cas de la décharge
homogène, est cependant que la zone la plus lumineuse est cette fois côté anodique, et non
côté cathodique, comme on pourrait s’y attendre. Ceci est en contradiction avec la structure
attendue des décharges luminescentes dans lesquelles le plasma de lueur négative près de la
cathode est plus lumineux puisque l’émission lumineuse est due aux électrons de forte énergie
accélérés dans la gaine cathodique. Le fait que l’émission soit plus lumineuse côté anodique
dans le cas de l’azote est dû au fait que la décharge correspondante n’est pas une décharge
luminescente mais une décharge de Townsend. En d’autres termes il n’y a pas de formation
de plasma dans cette décharge, ni de région de gaine cathodique. Le champ électrique est sans
doute très proche du champ géométrique, donc uniforme (en première approximation, pour
deux électrodes planes parallèles). Par conséquent l’énergie moyenne électronique varie très
peu dans l’axe de la décharge (elle dépend du champ local, qui est uniforme), et
l’augmentation de la lumière émise quand on se rapproche de l’anode est simplement due à
Chapitre I 22
l’augmentation exponentielle du flux électronique (multiplication électronique), de la cathode
vers l’anode, donc de l’excitation électronique du gaz.
C
A
C
A
Figure I.11 Photos (temps de pause 10 ns) de DBD dans l’azote à pression atmosphérique (gap de 4 mm) pour
des tensions d’amplitude (a) 11 kV, et (b) 14 kV. D’après Gherardi et al. [Gh-1]
Après avoir assimilé le régime homogène de la figure I.11-a à un régime de décharge
luminescente, Massines et al. [Ma-2], [Ma-3] concluent qu’il s’agit en fait d’un régime de
Townsend. Un argument en faveur de cette interprétation est la forme de l’impulsion de
courant, beaucoup plus large dans le cas du régime de Townsend que dans le cas d’un régime
de décharge luminescente homogène ou filamentaire, ou d’un régime de streamer. A partir du
courant on peut en effet remonter à la charge des diélectriques et à la tension entre les
diélectriques (tension vue par le gaz). Ceci a été fait par Massines et al. et la figure I.12
reproduit ces résultats. En régime de Townsend, la tension vue par le gaz présente un long
plateau (correspondant à la tension de claquage de Townsend) comme on le voit sur la figure
I.12-a, tandis qu’en régime luminescent homogène on observe une rapide chute de cette
tension figure I.12-b. Sur la figure I.12-c, on voit la signature très différente du régime
filamentaire de type streamer : le courant est composé d’un ensemble d’impulsions très
courtes et distribuées de façon apparemment aléatoire pendant la montée de tension. Notons
que la forme régulière du courant de la figure I.12-b correspondant au régime de décharge
luminescente homogène peut être également obtenue en régime filamentaire « organisé », que
l’on peut rencontrer dans les gaz rares à pression atmosphérique (pour des gaps de l’ordre de
quelques mm) mais apparaît plus systématiquement (et dans une variété de gaz) aux plus
faibles valeurs du produit pression distance (c’est à dire à pression plus faible). Massines et al.
[Ma-2] ont montré que la présence d’états métastables et l’effet Penning (dans le cas de
mélanges ou de présence d’impuretés) pouvaient jouer un rôle dans l’établissement ou non
d’un régime homogène de décharge luminescente. Dans tous les cas, le rôle important de
l’émission électronique secondaire continue sur la surface diélectrique a été reconnu [Ma-2].
Cette émission secondaire est due au bombardement par les ions positifs. Cependant, si la
fréquence de la tension appliquée est basse (quelques kHz et moins), le plasma (et les ions
Chapitre I 23
positifs) disparaissent de l’espace gazeux pendant la phase à basse tension inter-diélectriques
(qui dure longtemps à basse fréquence). Il ne reste dans ce cas plus de charges résiduelles
dans l’espace inter-diélectriques au moment où la tension remonte, et on peut alors
s’interroger sur la nature de la source d’électrons qui permet le redémarrage de la décharge au
moment où la tension le permet (sans l’apparition de phénomènes statistiques de retard à
l’amorçage). On est alors obligé d’invoquer par exemple des mécanismes d’émission
électronique secondaire par bombardement des surfaces diélectriques par des métastables qui
seraient encore présents.
(a)
(b)
Chapitre I 24
(c)
Figure I.12 Exemples de formes de courant observées dans les différents régimes de DBD à pression
atmosphérique pour des distances inter-diélectrique de l’ordre du mm ou plus ; (a) régime de Townsend dans
l’azote [Ma-2], (b) régime de décharge luminescente homogène dans l’hélium [Ma-2], (c) régime streamer dans
l’azote [Gh-1]. V ps est la tension appliquée, I d est le courant de décharge, V gas est la tension vue par le gaz.
Les décharges électriques sont des systèmes complexes et il est clair que des mécanismes
comme l’effet Penning, la présence de métastables et leur possible contribution à l’émission
secondaire, la photo-émission, la photo-ionisation, … peuvent tous jouer un rôle essentiel
dans telle ou telle situation.
La raison pour laquelle on a beaucoup de mal à obtenir un régime de décharge luminescente à
pression atmosphérique (homogène ou non) dans l’azote, alors qu’on peut le faire dans
l’hélium, la structuration filamentaire auto-organisée ou non, de type streamer ou non, sur la
base de modèles simples dans lesquels seuls les phénomènes que nous qualifierons de
«premier ordre» interviennent : émission secondaire, ionisation électronique directe, transport
collisionnel des particules chargées, et couplage avec le champ électrique.
Dans le claquage de type « streamer » la multiplication électronique dans l’espace interélectrode est tellement grande que le plasma (milieu quasi-neutre) se forme au cours d’une
seule avalanche électronique, avant que les ions aient eu le temps de revenir à la cathode pour
créer de nouveaux électrons secondaires (par opposition au claquage de type Townsend).
La figure I.11-b et la figure I.12-c montrent respectivement la photo d'une décharge
filamentaire dans laquelle se forment des streamers, et le courant de décharge associé. Par
nature, ce claquage (puisqu’il est associé à la formation d’avalanches individuelles) est de
type filamentaire. En pratique, les régimes dans lesquelles se produisent des streamers sont
toujours d’apparence assez chaotique, les streamers se produisant à des instants et en des
points distribués de façon apparemment aléatoires, comme on le voit sur la photo de la figure
I.11-b et le courant de la figure I.12-c.
Chapitre I 25
L’expérience montre qu’il existe également des régimes d’apparence filamentaire mais qui ne
sont pas de type streamer et doivent en fait être rapprochés des régimes de décharge
luminescente. En effet dans ces régimes, des plasmas filamentaires se forment et le claquage
est de type Townsend, c’est à dire qu’il fait intervenir l’ionisation en volume, le retour des
ions vers la surface côté cathode, et l’émission secondaire. Il s’agit donc d’un régime de
décharge luminescente mais filamentaire, non homogène.
Très souvent les filaments sont synchronisés dans le temps, et il en résulte que le courant
mesuré n’est pas très différent de celui que l’on peut mesurer dans une DBD luminescente
homogène, comme celui de la figure I.12-b. Souvent également, ces filaments peuvent être
organisés spatialement (auto-organisés) et cette organisation peut prendre diverses formes
(structure hexagonale, en bande, spirales, cible, …). On peut également avoir des régimes
filamentaires de type décharge luminescente mais non organisés, d’apparence chaotique.
Les différents régimes observables (homogène de décharge luminescente ou de Townsend,
streamers, filaments de décharge luminescente organisés ou non) ont bien été identifiés par
Radu et al. [Ra-3] dans différents gaz.
I.9. Comment éviter le passage à l’arc ?
Dans de nombreuses études, il est nécessaire d’utiliser des pressions élevées. Lorsque la
pression augmente, les décharges générées entre deux électrodes ne sont plus homogènes,
elles présentent une filamentation avant de passer à l’arc. Pour empêcher ce passage à l’arc et
ainsi avoir une décharge stable, plusieurs méthodes sont possibles :
•
Faire une pré-ionisation du gaz, le principe de cette technique consiste à créer avant
l’application de la tension suffisamment d’électrons germes afin que les têtes
d’avalanche se recouvrent ce qui annulera le champ de charge d’espace. Cette
technique est une technique très performante développée pour l’excitation des lasers à
gaz dans les années 1980. Elle nécessite malheureusement des technologies lourdes et
onéreuses qui la réserve à des applications à forte valeur ajoutée. De ce fait, d’autres
techniques ont été développées soit en imposant, via le circuit électrique extérieur, une
limitation au courant pouvant passer dans le canal conducteur, soit en imposant au
produit p.d, de rester, via les paramètres géométriques, à une valeur proche du
minimum de la courbe de Paschen.
•
Limiter le courant : par l’ajout de ballast résistif ou capacitif ce qui correspond à des
décharges à barrières diélectriques que nous présenterons plus loin.
Chapitre I 26
•
Diminuer le produit pression distance inter-électrode. L’examen la courbe de Paschen
montre qu’il est toutefois possible de rester dans un régime stable à haute pression à
condition d’avoir des distances inter-électrodes très petites. Ainsi à la pression
atmosphérique, une distance inter-électrode de l’ordre de la centaine de microns
permet d’être au voisinage du minimum de la courbe de Paschen et donc en régime de
Townsend. Par exemple, pour une décharge dans l’air à 760 torrs dans une cavité de
100 μm, le produit p.d vaut 7,6 torr.cm, ce qui se situe bien dans la partie d’une
décharge de type Townsend dans la courbe de Paschen. C’est le domaine des
microdécharges [Be-14].
I.10. Alimentations électriques pour les DBD
Dans ce paragraphe, nous introduisons un ensemble d’alimentations destinées aux DBD,
toutes se caractérisent par des formes d’onde (courant et tension) alternatives, à cause du
comportement capacitif inhérent à ce type de décharges.
I.10.1. Source de tension sinusoïdale
La façon la plus facilement réalisable et peut-être la plus ancienne, d’alimenter une DBD est
d’utiliser un générateur de tension sinusoïdale [Ma-2], [Wa-1]. Dans ce type de configuration,
il est nécessaire de placer un transformateur élévateur en sortie du générateur, quand la
tension du générateur n’est pas suffisante pour faire claquer le gaz. Les alimentations
sinusoïdales permettent un réglage de la fréquence et de l’amplitude de la tension.
Typiquement, avec ce type d’alimentation, le courant (de conduction) ne circule dans le gaz
que de façon instantanée, aux moments du claquage du gaz.
I.10.2. Alimentation impulsionnelle
Les alimentations impulsionnelles pour les DBD présentent généralement une tension carrée,
avec une amplitude de l’ordre de 10kV, des temps de montée de l’ordre de la centaine de ns et
une fréquence de fonctionnement de l’ordre de plusieurs dizaines de kHz [La-1].
Un convertisseur du type impulsionnel, est composé d’une source de tension continue, d’un
transformateur élévateur pour augmenter les niveaux de la tension qui ne sont pas suffisants
pour faire claquer le gaz, et d’une capacité qui est nécessaire pour enlever la composante
continue de la tension au primaire, afin de ne pas saturer le noyau magnétique du
transformateur. Ces sources de tension, sont actuellement utilisées dans les excilampes en
Chapitre I 27
raison de leur efficacité supérieure en termes de puissance rayonnée, par rapport aux
alimentations sinusoïdales.
Dans ce type d’alimentation le passage de courant se fait pendant les changements de niveau
de la tension imposée, dans des intervalles de temps très courts. Ce courant est effectivement
un courant de conduction (qui produit une dissipation de puissance dans la décharge) et a une
amplitude plus importante que celui fourni par l’alimentation sinusoïdale.
I.10.3. Alimentation à résonance
Les alimentations à résonance, à différence des alimentations impulsionnelles, tiennent
compte de la caractéristique de la charge (la DBD), permettant de maitriser les ordres de
grandeur des variables électriques. L’alimentation à résonance destinées aux DBD, est
composée d’une source de tension suivie d’un inverseur, d’une inductance et d’un
transformateur élévateur. L’inductance et la capacité équivalente de la DBD vont définir la
fréquence de résonance. Une capacité supplémentaire peut être rajoutée en parallèle, elle
permet de maintenir la fréquence de résonance désirée, avec une valeur d’inductance plus
faible [Po-2].
I. 11. Décharges de surface: les figures de Lichtenberg
I.11. 1. La découverte
Figure I.13 G. C. Lichtenberg
Georg Christoph Lichtenberg était physicien, mathématicien, astronome, mais aussi un
littéraire. Il est né en 1742 à Oberramstadt, et officiait comme professeur à l’université de
Göttingen. Il étudiait notamment la foudre et l’électricité. En 1777, il fit une découverte
expérimentale qui reste connue de nos jours sous le nom de « figures de Lichtenberg » [Li-1].
Les décharges engendrées en approchant des pointes conductrices à haute tension d’une
Chapitre I 28
plaque isolante couverte de poussière de soufre forment des empreintes caractéristiques
(Figure I.12).
Figure I.14 Figures issues de l’expérience de Lichtenberg
De ce principe est née la technique de « dust figure » qui permet de relever les empreintes d’ une
décharge, et par la suite les photocopieurs modernes.
I.11.2. Premières applications : la foudre et les figures de Lichtenberg
Nous allons aussi voir que les figures de Lichtenberg ont, quelques 150 ans après leur
découverte, trouvé une application technologique. En 1888, Trouvelet et Brown renouvellent
l’expérience de Lichtenberg, cette fois avec une plaque photo sensible. Ainsi, on peut
conserver une image stable des empreintes. En 1924, J. P. Peters a eut l’idée d’utiliser ces
fameuses empreintes pour mesurer la surtension causée par l’impact de la foudre sur les lignes
à haute tension. Il développe dans cette optique un appareil appelé Klydonographe. En 1925
et 1926, les premiers tests et calibrations sont effectuées par Cox, puis Mc Eachron. En 1927,
un article paru dans « General Electric Review » propose une calibration de l’appareil, qui
permettrait alors de mesurer jusqu’à 2 MV avec précision [Ev-1]. Mais en quoi consiste donc
ce Klydonographe ? Le principe est très simple. Une électrode conductrice reliée à la ligne,
fait face à une contre électrode. La contre électrode est couverte d’un isolant servant de
support à un film photo (Figure I.15).
Chapitre I 29
Figure I.15 Schéma de principe du Klydonographe
Lorsqu’une surtension est appliquée à l’électrode, la décharge qui s’ensuit laisse son
empreinte sur le film photographique. Lors des mesures, les auteurs ont établis deux critères,
aujourd’hui bien connus :
- Le diamètre de l’empreinte est lié à l’amplitude de la surtension
- La forme de l’empreinte est caractéristique de sa polarité : une polarité positive entraîne la
formation d’un réseau de branches étoilé. Une polarité négative donne une forme circulaire,
en tranche de citron.
I.11.3. La technique « dust figure » : une cartographie des charges en surface
La mesure des décharges en surface par les poudres est utilisée de longue date [Ro-2, Ba-2,
Mo-1]. Elle repose sur le temps de résidence élevé des charges en surface. Cette stabilité
laisse le temps à l’expérimentateur d’éteindre la décharge puis de saupoudrer des poudres sur
le diélectrique. En 1973, Hélène Bertein publie un article sur le dépôt des charges sur une
surface isolante ; elle relie la forme et la taille des dépôts avec la polarité de l’électrode et la
capacité du système [Be-5]. L’utilisation de poudres pour « relever » les empreintes des
décharges a elle aussi été améliorée [Mu-2-3-4-5]. L’utilisation d’oxydes colorés permet de
faire la discrimination entre charges négatives et positives. Comme exemple, on peut
reprendre les travaux de Murooka et al qui ont étudié la propagation de décharges de surface
créées par des pulses nanosecondes. Afin de cartographier les charges déposées en surface, ils
ont utilisé des oxydes colorés, charges négativement ou positivement : les particules d’oxyde
de plomb, rouges et chargées positivement se fixent sur les dépôts de charges négatifs. Les
Chapitre I 30
particules d’oxyde de soufre, chargées négativement et de couleur blanche, repèrent les dépôts
positifs. On a alors non seulement la localisation des charges en surface, mais aussi leur
polarité :
Figure I.16 Figure de Lichtenberg négatives obtenues dans une configuration pointe sur plan dans l’air à 1 bar.
Pulse de – 12 kV, d’une durée de 10 ns pour l’image (a) et de 920 ns pour l’image (b). Les zones oranges ou
rouges indiquent les dépôts de charges négatives. Les arborescences blanches sur l’image (b) montrent des
dépôts positifs laissés par le passage d’une décharge retour
I.11.4. Exemples de figures de Lichtenberg « naturelles »
Jusqu’ici nous avons décrit des images de laboratoire puisqu’elles ont été obtenues grâces à
des dispositifs mis en place par des expérimentateurs. Mais les figures de Lichtenberg ne sont
pas réservées aux physiciens. De nombreuses études médicales sur les séquelles de la foudre
traitent de lésions cutanées, comme sur la figure I.15 (gauche) extraite du livre « Doit-on
craindre la foudre ? » de Christian Bouquegneau. La figure I.15 (droite) quant à elle montre le
déploiement spectaculaire d’un éclair à la surface d’un terrain de golf.
Figure I.17 Photo d’un foudroyé (à gauche) et figure de Lichtenberg due à l’impact de la foudre sur un terrain
de golf (à droite).
Chapitre I 31
I.11.5. Interaction entre charges déposées et émission du plasma : phénomènes d’auto
déclenchement
Nous avons mentionné que les charges déposées sur le diélectrique influencent les décharges
suivantes. La surface diélectrique constitue une zone de stockage durable des charges. Cet
effet mémoire a des manifestations expérimentales sur la tension de claquage des filaments,
mais aussi leur morphologie et la façon dont ils amorcent [Ce-1].
En tension alternative, les charges déposées lors d’une alternance écrantent le champ, mais le
renforce au cours de l’alternance suivante [Ko-6]. Ce renforcement est à l’origine de
décharges retour (backward discharges dans la littérature). Avec une alimentation alternative,
cela contribue à abaisser la tension de claquage. En décharge pulsée de même polarité, on
peut voir apparaître ces décharges lors de la chute de tension si le champ généré par le paquet
de charges est assez fort.
Ces décharges retour sont caractérisées par des formes particulières de dust figure. Dans la
figure I.16-a est une décharge négative simple. La figure I.16-b présente un motif arborescent
en son centre qui témoigne du passage d’une décharge retour. La décharge retour est « ancrée
» sur le dépôt qui l’a engendrée [Mu-4, Ko-7]. Les mesures par effet Pockels ont permis
d’identifier plus précisément l’influence des charges adsorbées sur les décharges suivantes.
Elles mettent non seulement en évidence l’existence des décharges retour, mais montrent
aussi que les filaments de plasma sont déformés par le dépôt [Zh-1] :
Figure I.18 (a) Charges laissées sur le passage d’une décharge positive sur une surface propre et (b) charges
laissées par le passage d’une décharge positive sur une surface charge négativement. Gaz : air à 1 bar
[Zh-1]
Si on applique une pointe positive sur un plan diélectrique propre, on obtient des filaments
rectilignes. Si l’on porte d’abord la pointe à un potentiel négatif puis positif, la trajectoire des
filaments est influencée par le dépôt et ils sont tordus. Récemment, des publications ont
montré que les filaments de plasma peuvent se déclencher les uns les autres. Une étude
Chapitre I 32
expérimentale menée sur la distribution des pics de courant dans une DBD cylindrique a
montré une dissymétrie entre les alternances positive et négative de la tension appliquée [Gu1,2]. Quand la polarité est positive, l’amorçage du plasma passe par des pics de courant de
plusieurs ampères. La charge transférée par de tels pics, une centaines de nanocoulombs, ne
peut être issue d’un seul streamer. L’hypothèse proposée pour expliquer ce phénomène se
base sur une interaction entre la lumière émise par le plasma et les charges adsorbées.
L’idée de base est que ces grands pics positifs sont le cumul de la contribution de plusieurs
streamers. Pour expliquer que ces streamers aient amorcé pendant le même pic de courant
(quelques dizaines de nanosecondes seulement), un scénario d’auto déclenchement, ou «
effets collectifs » a été proposé.
Pendant l’alternance négative, des électrons sont déposés sur le diélectrique. Lorsque la
polarité s’inverse, ils renforcent localement le champ appliqué et servent de départ aux
nouvelles avalanches électroniques. Ces électrons nécessitent peu d’énergie pour être extraits,
environ 1 eV [Go-1]. Et peut facilement être fournie par le plasma, qui émet principalement
dans l’UV. Cette valeur est bien plus faible que l’énergie d’extraction des électrons
intrinsèques au matériau, qui ont besoin d’au moins 5 eV [Yu-1]. Le scénario proposé est que,
si l’une de ces avalanches se transforme en streamer, alors la lumière émise par la tête va
permettre de désorber les électrons des dépôts environnants. Cet ensemencement
supplémentaire des avalanches déclenche l’amorçage des streamers voisins. Ce premier
streamer sert donc d’ « allumette » pour faire partir les suivants [Gu-2].
Le photo-déclenchement spontané de filaments dans une DBD est plausible. Le lien entre
l’émission du plasma et le départ groupé de filaments a été constaté expérimentalement [Ka1]. L’hypothèse que nous avons exposée a été développée en se basant sur la facilité de
désorption des électrons déposés sur la surface. Faute de diagnostic adapté, la présence de ces
amorçages synchronisés n’a pas pu être vérifiée. Une étude expérimentale dédiée au photodéclenchement des filaments de plasma par Kashiwagi [Ka-1] et al a abouti aux mêmes
conclusions. Leurs travaux ont montré que le rayonnement VUV du plasma permet de
déclencher les filaments issus de deux électrodes distantes de plusieurs centimètres. Les VUV
émis par les filaments d’une première électrode extraient des électrons du diélectrique et
photoionisent le gaz dans la région de l’électrode voisine. En conséquence, on assiste à
l’amorçage auto synchronisé des filaments depuis les deux électrodes. L’expérience est faite
Chapitre I 33
sur des surfaces non chargées initialement. Les énergies nécessaires à l’extraction des
électrons de la surface sont donc plus élevées, environ 5 eV comme mentionné précédemment.
Ces travaux convergent vers l’existence d’un auto-déclenchement des filaments de plasma
grâce à l’interaction entre leur rayonnement et les charges (déposées ou intrinsèques) du
diélectrique.
Chapitre I 34
Chapitre II
Application des DBD et des lampes à
excimères
L
es lampes en tant que sources artificielles de rayonnement spontané et les lasers
comme sources de rayonnement induit jouent un rôle important dans la science,
la technologie et la vie quotidienne. Par exemple, diverses lampes utilisent
jusqu'à 20% de la puissance électrique totale produite dans le monde. La plupart de ces
lampes produisent un rayonnement visible et sont utilisés pour l'éclairage.
Les sources de rayonnement excimère incohérente, les lampes à excimères ou les excilampes,
ont récemment acquit une importance considérable. Ils peuvent fournir des flux élevés de
photons principalement dans l'ultraviolet (UV) ou dans l'ultraviolet du vide (VUV). Les
efficacités typiques sont au moins d'un ordre de grandeur plus élevé que celles des lasers à
excimères. Des progrès ont été réalisés dans la compréhension et l'optimisation de la
physique de la décharge et des réactions cinétiques de la formation des excimères.
Ces lampes à excimères productrices de rayonnement UV ou VUV trouvent des applications
dans les technologies de traitement de semi-conducteurs avancées, la synthèse de nouveaux
matériaux et la modification des propriétés des matériaux, dans divers processus chimiques
de la médecine et de la biologie, dans la désinfection des déchets industriels, l'eau, l'air et
dans d'autres domaines. Parmi les sources génératrices de l'UV et du VUV, les excilampes
occupent une place prééminente. Leur création a été précédée par des recherches intensives
sur les molécules d'excimères et d'exciplexes. Ce domaine de recherche a été initié par
Tanaka [Ta-1-2-3], Mulliken [Mu-1], Houtermans [Ho-1], Brau [Br-1], Eden [Ed-1] et
Wilson [Wi-1].
Chapitre II 35
Application des DBD et des lampes à excimères
II.1. Application des DBD
Toutes les applications utilisant les DBD s’appuient en général sur des processus similaires.
En effet, l’application d’un champ électrique initie la décharge dans laquelle se forment des
particules chargées, des espèces excitées et des radicaux libres. Les réactions issues de la
présence de ces espèces instables conduisent à des changements chimiques dans la
composition du gaz ou sur objets placés au contact de ce gaz. La figure suivante résume le
principe général des DBD et énumère leurs applications majeures [Ko-2]. Certaines d’entre
elles sont détaillées dans les paragraphes suivants.
Champ
électrique
Claquage
Décharge
physique
Électrons et ions
Chimie du
plasma
Espèce excitées
Réaction
chimique
Génération
Traitement
Contrôle de
Formation
d’Ozone
de surface
la pollution
d’excimer
Lampes excimer
Lasers CO2
Hydrogénation
du CO2
Écrans plasma
Figure II.1 Diagramme indiquant le principe général des DBD et leurs applications [Ko-4]
II.1.1. Génération d’Ozone
La première et la plus importante des applications des DBD est la génération d’ozone
provenant du traitement de l’air ou de l’oxygène.
Chapitre II 36
La synthèse de l'ozone dans les DBD est réalisée par la réaction chimique :
O + O 2 + M  O* 3 + M  O 3 + M
Avec :

M peut être une molécule d’oxygène ou une molécule d’azote si l’air est utilisé ;

O* 3 désigne une molécule d’ozone dans un état excité.
Il est à noter que cette réaction est favorisée par des pressions élevées (1–3 bars) et de basses
températures du gaz.
La plus grande installation de génération d’ozone pour la désinfection de l'eau était
construite à Nice (France) et à St. Petersburg (Russie) à la fin du siècle dernier. Aujourd'hui,
quelques milliers d’installations sont en fonctionnement. Les plus grandes atteignent des
niveaux de puissance des plusieurs MW et produisent quelques tonnes d'ozone par jour. Bien
que la purification de l'eau potable soit toujours le marché de l'ozone le plus important,
d'autres applications ont émergé.
A cause du coût élevé de l’oxygène pur, beaucoup de petits générateurs d’ozone utilisent l’air
comme gaz d’alimentions [Ko-5].
II.1.2. Traitements de surface
L’utilisation des DBD pour les traitements de surface couvre un large intervalle. Nous
pouvons en citer entre autres les applications suivantes :

Modification des propriétés de la surface d’un matériau ;

Amélioration des propriétés d’adhésion, de mouillabilité,

Traitement des textiles ;

Traitement de polymères, dépôt de SiO 2 ;

Nettoyage de surfaces (silicium, aciers…) ;

Désinfection, stérilisation [Be-2].
L’une des propriétés principales des DBD est qu’elles peuvent fonctionner en régime
filamentaire ou homogène. La caractéristique « homogène » leur confère la propriété de
pouvoir agir pour une modification uniforme des surfaces traitées et ce régime de
fonctionnement est particulièrement recherché.
Chapitre II 37
•
Déposition de couches minces par DBD
Ce paragraphe propose une brève explication sur la déposition de couches mince d'oxyde de
silicium (SiO x ) à partir des techniques actuellement utilisées à basse pression comme les
procédés de dépôt chimique en phase vapeur, CVD-PECVD (Chemical Vapor Deposition et
Plasma Enhanced-CVD).
Les procédés PECVD mettent en jeux des gaz réactifs qui sont dissociés et qui ré- agissent
chimiquement entre eux, à l'aide d'un apport d'énergie (plasma), afin de former un dépôt
solide et chimiquement stable. Les différentes étapes de ce procédé sont illustrées sur la figure
II.2 et décrites ci-après :
a) Activation chimique primaire : dissociation par impact électronique afin de produire
des radicaux libres.
b) Diffusion des radicaux vers la surface du substrat.
c) Réactions avec d'autres radicaux ou molécules pour produire des molécules de
précurseur gazeux.
d) Diffusion des précurseurs à la surface.
e) Gaz qui atteint le substrat sans avoir réagi.
f) Gaz directement pompé.
g) Processus hétérogènes : les espèces arrivant sur le substrat peuvent être adsorbées à la
surface du substrat et réagir pour former le dépôt. Les produits de ces réactions sont
ensuite pompés. Les réactions de surfaces sont activées par bombardement ionique et
électronique et par chauffage du substrat.
Processus homogènes : en fonction des conditions expérimentales, les espèces peuvent
réagir en phase gazeuse. Les produits de réactions peuvent ensuite être incorporés au
dépôt ou évacués. Cette chimie en phase gazeuse est aussi sources de formation de
particules dans le plasma (nucléation homogène).
Chapitre II 38
Figure II.2 Etapes de réaction dans un procédé PECVD (d'après [Sm-1])
II.1.3. Les écrans plasmas (PDP: Plasma Display Panels)
Les afficheurs à écran plasma AC utilisant le rayonnement VUV à xénon pour exciter le
phosphore sont des nouveautés récentes sur la large palette des applications des DBD. Cette
idée est l’œuvre de deux professeurs de l’Université de l’Illinois, Bitzer et Slottow et fut
inventée en 1964 [Ko-4]. Un afficheur à écran plasma est constitué de deux verres plats
séparés par un gap d’environ 100μm rempli d’un mélange de gaz rare (généralement Ne-Xe
ou Ne-Xe- He) capable d’émettre des rayonnements UV.
Une matrice d’électrodes est posée sur chaque lame de verre. Ces électrodes sont couvertes
par des couches fines de diélectrique de 20μm à 40μm d’épaisseur. La géométrie standard des
électrodes disponibles dans le commerce est coplanaire (ACC). Bien que la structure
d’électrodes ACC soit la plus développée de nos jours, la structure d’électrode ACM est
toutefois considérée comme la meilleure parce que les propriétés de la décharges ainsi que le
schéma d’adressage sont très simples [Be-2], figure II.3.
Figure II.3 Configurations des électrodes coplanaires (ACC) et la matrice (ACM) des afficheurs à écran plasma.
Les couches du diélectrique ne sont pas représentées ici.
Pour obtenir un rayonnement suffisant dans le visible, dans chaque volume de décharge, il est
essentiel d’augmenter la pression du gaz. Cette pression peut monter jusqu’à 50kPa ou 70kPa
pour produire efficacement des excimères. Le Ne et le He sont utilisés comme des gaz tampon
(buffer gaz) permettant de diminuer la tension de claquage. Le fait de diminuer la tension de
Chapitre II 39
claquage pour des valeurs compatibles avec les drivers destinés à les alimenter permet
également de réduire le coût. Dans chaque cellule, le rayonnement VUV excite les
revêtements phosphoriques internes en rouge (R=Red), vert (G=Green), ou bleu (B=Blue).
Dans ce cas, chaque cellule agit comme une lampe fluorescente miniaturisée. Les cellules de
décharges sont regroupées en triplet RGB ou en quadruplet RGBR de couleurs.
Un afficheur à grande dimension peut comporter 1280 par 1024 points. Sur la figure II.4, nous
présentons un schéma avec deux dispositions d’électrodes : (a) électrodes opposées et (b)
électrodes coplanaires.
Figure II.4 Cellules de pixels électrodes opposée (a) et coplanaires (b)
A souligner que dans ces afficheurs plasmas, toutes les électrodes sont couvertes par des
couches de diélectriques et un revêtement d’une couche résistive de MgO (Oxyde de
Magnésium).
Ce matériau (MgO) protège les diélectriques du bombardement ionique. Aussi, il détient un
fort coefficient pour l’émission secondaire d’électrons provoquée par des ions et, responsable
de la réduction de la tension de claquage. Le schéma de la figure II.5 présente une
configuration complète d’un afficheur à écran plasma.
Chapitre II 40
Figure II.5 Configuration complète d’un afficheur à écran plasma
II.1.4. Production d'hydrogène
L'hydrogène est censé jouer un rôle important dans l'approvisionnement en énergie dans le
monde entier. Il permet une utilisation plus efficace des combustibles fossiles et la réduction
des émissions nocives en utilisant des cellules de carburant d'hydrogène ou hydrogène enrichi
dans les moteurs à combustion ou turbines à gaz. Les méthodes de plasma devraient permettre
une production d'hydrogène à basse température. Des expériences sur le reformage à vapeur
du méthane pour produire de l'hydrogène par un réacteur à décharge à barrière diélectrique
(DBD) ont été effectuées. Le reformage du méthane ou du gaz naturel est largement utilisé
dans l'industrie pour obtenir de l'hydrogène ou un gaz de synthèse (H 2 + CO), qui sont utilisés
comme matériaux sources pour la production de produits chimiques bruts tels que le méthanol
et l'ammoniac, comme des agents d'hydrogénation dans une raffinerie de pétrole et comme
gaz réducteurs dans l'industrie de l'acier. La réaction principale dans reformage à vapeur du
méthane est l'oxydation, ce qui donne un mélange d'hydrogène et de monoxyde de carbone:
CH 4 + H 2 O  CO + 3 H 2
∆H = 206 kJ/mol
Cette forte réaction endothermique est effectuée industriellement en utilisant un catalyseur à
base de nickel à environ 800 °C et sous 25 bars.
Pour augmenter encore le rendement en hydrogène et éliminer le monoxyde de carbone à
partir du gaz produit, la réaction de transformation exothermique de l'eau peut être appliquée
dans une étape supplémentaire, à des températures entre 190 et 260 °C sur un catalyseur à
base de zinc-cuivre.
CO + H 2 O  CO 2 + H 2
∆H = -41 kJ/mol
Chapitre II 41
Le plasma induit par réforme à vapeur a été étudiée avant à l'aide de décharge d'arc thermique
par Bromberg et al. [Br-2], ou par décharge à micro-ondes par Jasinski et al. [Ja-1]. D'autres
travaux discutent l'influence des DBD sur le méthane pur [Mf-1] et sur le mélange du
méthane avec l'air [Ho-2]. Ils visent principalement la production du méthanol ou de
l'hydrocarbure supérieur [Mo-2].
II.1.5. Production de la lumière
Les DBD possèdent des propriétés lumineuses qui sont exploitées dans divers domaines,
notamment l’éclairage, où on cherche à obtenir des caractéristiques d’éclairages précises
comme la longueur d’onde et l'intensité lumineuse. Les DBD pour la production de la lumière
sont utilisées dans les lampes à décharge sans mercure qu'on appel aussi lampes à excimères
ou excilampes. Dans ce domaine de la recherche beaucoup de travaux ont été effectués sur
des paramètres qui peuvent influer sur la production de la lumière par DBD dans ces lampes
pour diverses applications de ces dernières. A ce sujet nous avons détaillé l'application des
lampes à DBD dans le paragraphe II.3.
II.2. Lampes à excimères ou Excilampes
Parmi les applications les plus courantes de ces lampes sans mercure, basées sur
l’utilisation du rayonnement UV produit [Ko-2], nous trouvons : les traitements
dermatologiques, la stérilisation de l’eau et les procédés pour la microélectronique [Lo-1] que
nous allons développer un peu plus loin dans ce chapitre.
Les lampes à espèces excitées, excimères ou exciplexes, présentent des avantages par rapport
aux techniques classiques de production d’UV [Ko-3], [So-1] :
•
Elles n’utilisent pas le mercure dans le mélange gazeux, évitant ainsi des
conséquences graves pour la santé et l’environnement.
•
Elles n’ont pas besoin d’un système de chauffage du gaz (mercure) et peuvent être
employées dans des applications à basse température (régime luminescence au lieu du
régime d’arc).
•
Leur spectre d’émission peut être réglé avec le mélange gazeux, avec multiples choix
(voir tableau II.3), avec une largeur de raie de l’ordre de la dizaine de nanomètres.
Chapitre II 42
II.2.1 Excimère
L’excimère, qui doit son nom à la contraction en anglais de « excited dimmer », est une
molécule excitée et instable, formée par deux atomes d’un gaz rare. Cette molécule libère une
énergie en forme de photon, lors de son retour à l’état fondamental (deux atomes), avec une
longueur d’onde qui dépend du gaz [Bi-1], [Ko-4].
Si nous prenons le cas du Xe, les réactions présentées dans le tableau II.1, sont celles qui vont
créer l’excimère et ensuite rayonner dans l’UV :
e + Xe
Xe* + Xe
Xe 2 *
→
→
→
e + Xe*
Xe 2 *
Xe + Xe + hν
Tableau II.1 Réactions présentes dans le Xe pour la production de l’UV à 173 nm
•
Initialement, un électron énergétique généré par le courant électrique de décharge,
rentre en collision avec un atome de Xe, produisant un Xe excité ou «Xe*» (présentant
une énergie supérieure à celle de l’état fondamental).
•
Ensuite, il y a une association entre le Xe* et un atome de Xe, qui génère l’excimère
«Xe 2 *». Cette espèce excitée à une énergie plus grande que celle de la somme de deux
atomes de Xe.
•
Finalement, l’excimère Xe 2 * revient à son état fondamental (deux atomes de Xe),
libérant le surplus d’énergie (~ 7,2 eV) sous forme de photon. Le calcul de la longueur
d’onde rayonné se fait avec l’équation (I.4), où h est la constante de Planck et c est la
vitesse de la lumière [Pl-1].
=
λ
h.c
≅ 172nm
Energie
(II.1)
II.2.2 Exciplexe
L’exciplexe est une molécule excitée instable, constituée par un atome d’un gaz rare et un
autre d’un halogène. Son nom provient de l’anglais « excited complex » et le processus de
génération de la lumière est similaire à celui d’un excimère, expliqué auparavant. Nous
présentons maintenant les réactions correspondantes à la formation de l’exciplexe XeCl* (voir
tableau II.2)-[Ko-2] :
Chapitre II 43
e + Xe
e + Cl 2
Xe+ + ClXeCl*
→
→
→
→
e + e + Xe+
Cl + ClXeCl*
Xe + Cl + hν
Tableau II.2 Réactions dans un mélange Xe+Cl 2 , pour la production de l’UV à 308 nm
•
Le mélange gazeux est composé essentiellement d’atomes de Xe et de molécules de
chlore Cl 2 .
•
Un ion positif de Xe «Xe+» est créé, produit d’une collision entre un électron
énergétique (généré par le courant électrique) et un atome de Xe. Cet ion peut être
généré aussi, à partir d’une Xe excité «Xe*» ou d’un Xe doublement excité «Xe**».
•
Un électron énergétique va dissocier la molécule de chlore, en produisant un ion
négatif de chlore « Cl-».
•
Les deux ions préalablement produits, vont s’associer, formant l’exciplexe « XeCl* ».
•
L’exciplexe XeCl* se désassocie en : un atome de Xe, plus un atome de Cl ; libérant le
excès d’énergie (~ 4,03 eV) correspondant à une longueur d’onde de 308 nm [Di-1].
Le tableau II.3 présente l’ensemble des longueurs d’onde, exploitables dans la génération
d’UV, par l’intermédiaire des excimères et des exciplexes.
Espèce excitée
Ar 2 *
Kr 2 *
F2*
ArBr*
Xe 2 *
ArCl*
KrI*
ArF*
KrBr*
KrCl*
KrF*
XeI*
Cl 2 *
XeBr*
Br 2 *
XeCl*
Longueur d’onde (nm)
126
146
158
165
172
175
190
193
207
222
249
253
259
283
289
308
Tableau II.3 Différents excimères et exciplexes
Chapitre II 44
II.3. Application des lampes à excimères
Parmi les nombreuses applications des dispositifs DBD, figure les excilampes pour la
production du rayonnement UV. Cette production d'UV repose sur l'émission de photons par
dissociation d'excimères ou d'exciplexes (voir § II.2).
La gamme des rayonnements UV est subdivisée en plusieurs catégories:
Les XUV, qui correspondent à des longueurs d'onde proches de celles des rayons X. Ils
s'étendent de quelques nanomètres à 100nm.
Les VUV sont des rayonnements ultraviolets présentant une forte interaction avec l'oxygène.
Ils ne se propagent donc pas dans l'air et leur appellation est liée à leur utilisation
généralement sous vide ("Vacuum Ultra Violets"). La gamme de longueur d'onde qu'ils
couvrent commence à la limite des XUV et s'arrête à 200nm.
Les UVC, entre 200nm et 280nm : ils se propagent dans l'air mais n'y sont pas naturellement
présents puisque ceux produits par le soleil sont arrêtés par la couche d'ozone atmosphérique.
Les UVB, entre 280nm et 315nm : ils traversent la couche d'ozone et sont donc présents à la
surface de la terre. Ce sont les responsables majeurs de l'érythème (coup de soleil).
Les UVA, entre 315nm et 380nm (limite du domaine visible) : ils interviennent dans la
pigmentation de la peau suite à une exposition au soleil (bronzage).
En fonction de la nature du mélange de gaz dans lequel s'établit la décharge, le rayonnement
des excimères et des exciplexes couvre une vaste gamme de longueur d'onde qui s'étend des
UV proches aux UV lointains comme indique la figure II.6. Dans les paragraphes suivants
nous allons faire une description de quelques travaux effectués sur des excilampes pour
l'application dans le domaine de la biologie et de la médecine plus précisément dans la
dermatologie.
Chapitre II 45
Ne2*
Kr2*
Xe2*
Ar2*
100
XUV
ArCl*
150
VUV
KrCl*
XeI*
ArF*
KrF*
200
250
UVC
XeBr*
XeF*
Longueur d'onde
(nm)
XeCl*
300
UVB
350
400
UVA
Visible
Figure II.6 Domaine d'émission des différents excimères et exciplexes
II.3.1. Inactivation UV des systèmes biologiques
Dans cette section nous allons faire une brève description de l'étude expérimentale sur
l’inactivation UV des systèmes biologiques (micro-organisme) initié par Sosnin [So-1] en
2001 et aujourd'hui, les avantages de l'application des excilampes dans ce domaine sont
évidents.
Les excilampes VUV et UV sont une alternative aux sources lumineuses conventionnelles
utilisées pour la désinfection UV. Il existe deux méthodes de désinfections:
a) Inactivation des micro-organismes par radiation UV avec des excilampes de mélange
KrCl-, XeBr- et KrBr,
b) Emission VUV totale induite par photo-minéralisation des excilampes Xe 2 .
L'effet des rayonnements UV et VUV incohérents sur les bactéries a été démontré pour la
première fois à l'aide des flux de excilampe Xe 2 et KrCl par photo-réacteurs par Oppenländer
et Baum en 1996 [Op-1].
L'analyse comparative de l'inactivation par excilampes démontre clairement que les
excilampes sont des systèmes technologiques compétitifs [La-2,3]. La plupart des articles
scientifiques disponibles tiennent compte des effets de l'inactivation par des excilampes
spécifiques sur des micro-organismes spécifiques. Il a été démontré que les excilampes
produisent des effets d’inactivation sur des organismes microbiologiques tels que les levures,
les bactéries, les spores, les cellules et sur les virus [So-2].
Chapitre II 46
Dans leurs premiers travaux Sonin et al. [So-1] ont utilisé des échantillons microbiens de
l'Escherichia coli qui ont été exposés à des radiations produites par décharge capacitive des
lampes à excimères KrCl, XeCl, et XeBr. Il a été démontré que la décharge capacitive de
l'excilampe XeBr est la source de lumière la plus efficace pour l’inactivation de cette bactérie.
Une explication de ce résultat est que les radiations UV inactive les microorganismes en
bloquant leur processus de réplication et donc le pouvoir d’infection de ces derniers par la
dégradation de leurs acides nucléiques (ADN).
Le spectre d'absorption de l'ADN (figure II.7) révèle deux pics clairement définit, celui qui
est à 200 nm et l'autre qui se situ entre 250 et 270 nm. Par conséquent, le champ d’action de
l'excilampe XeBr est déterminé par son spectre de longueur d'onde de 260-282nm qui couvre
la moitié du premier pic d'absorption de l'ADN. Avdeev et al. [Av-2] ont comparé l'impacte
de la radiation de la lampe XeBr (282 nm) et la lampe Hg basse pression (253,7 nm) sur une
souche bactérienne du E. coli. Les lampes à mercure sont largement utilisées due à leurs
systèmes d'alimentation simples et leur maintenance facile. Cependant, ce genre de lampe est
très sensible aux variations thermiques ambiantes et ceci doit être pris en considération lors de
l'élaboration d'un réacteur de désinfections à base de mercure basse pression.
De leur travail Sonin et al. [So-1] ont conclus que ces deux types de source lumineuse
apportent des effets bactéricides similaires parce que leur radiation se trouve dans une gamme
spectrale dans laquelle le spectre UV de l'ADN possède des valeurs comparables.
Les avantages des lampes modernes à excimères sur les traditionnelles lampes à mercure dans
leurs effets bactéricides sont les suivants:

Un haut flux de photons est extrait du plasma, sans auto-absorption.

L'absence de mercure élémentaire, qui est sûr en termes écologiques.

La large gamme de géométries de la lampe.

Le déclenchement instantané de la puissance de rayonnement maximale.

La variabilité du réglage du flux photonique.
Chapitre II 47
Figure II.7 Spectre d’inactivation UV du E. coli, (1) Spectre d'absorption de l'ADN, (2) Rayonnement maximal
pour différentes excilampes et lampe à mercure basse pression (LPHg-lamp)[Lo-1]
II.3.2. Photothérapie UV des maladies de la peau
Une des méthodes les plus efficaces pour le traitement du psoriasis est la photothérapie UVB
[Lo-1]. Les radiations sont absorbées par les chromophores endogènes en particulier par des
nucléotides de l'ADN, ce qui conduit à la suppression de la synthèse d'ADN dans les cellules
épidermiques, comme les plaques de psoriasis. Les réactions photochimiques de ces
molécules entrainent la modification de la peau et son durcissement. Apparemment,
l'endommagement de l'ADN est le mécanisme de base pour le traitement UV des maladies de
la peau. En 1980, il a été montré que le spectre UV pour le traitement du psoriasis effectif est
compris entre 296 et 313nm [Pa-2]. Plus de 90% de l'énergie radiante d'une lampe DBD XeCl
se situe dans le spectre d'action anti-psoriasis. Ainsi, cette excilampe est également un bon
outil pour le traitement du psoriasis et a été proposé à cet effet pour la première fois en 1994
[Op-2]. Sosnin et al. [So-3] ont développé une lampe XeCl compacte pour le "Derm Optics
SAS" (France). Cette excilampe a été le premier prototype de dispositifs compacts.
Aujourd'hui, ce dispositif est utilisé comme un produit commercial connu sous le nom de
"Quantel Derma Excimer 308". L'excilampe est moins coûteuse et plus simple à utiliser par
rapport aux lasers XeCl. La lampe XeCl n'a aucune limite fondamentale à l'égard de la surface,
ce qui permet un système à grande échelle à la fois pour l'irradiation corporelle totale et locale.
II.4. Exemples de lampes à excimère
II.4.1 Lampe Xe 2 à DBD
Cette excilampe a été fabriquée au « Laboratory of Optical Radiations » appartenant à « The
High Current Electronics Institute » en Russie. Les caractéristiques et l'applicabilité de cette
Chapitre II 48
source VUV ont été largement étudiées par des chercheurs en simulation et expériences [Ar-1,
Vo-1, Od-1, Ca-4, Bo-2, Be-6, Bo-3, Sa-1]. L'un des principaux facteurs qui limitent les
paramètres énergétiques spécifiques de cette source est le chauffage du gaz et une diminution
dans la puissance et l'efficacité radiatives. Il existe peu de travaux théoriques et
expérimentaux sur la dépendance de la température observée de la puissance et l'efficacité
radiatives qui est pratiquement importante et apparemment facile à clarifier. Comme il a été
mentionné dans [Sa-1], l'augmentation de la température du gaz induit à une diminution du
taux de formation des molécules d'excimères due à la dissociation de ces dernières avant la
relaxation vibrationnelle. Beaucoup d'études détaillées ont été effectuées sur la température du
gaz [Ak-1, Ma-4]. Dans la pratique, les excilampes sont refroidis par un flux de liquide de
refroidissement à travers un tube interne d'une lampe coaxial. Dans ce cas, l'électrode à haute
tension de l'excilampe, en règle générale, est conçue sur une surface interne du tube interne de
la lampe. Le dispositif nécessite l'utilisation d'un liquide non conducteur. Par exemple, dans
l'excilampe décrite par Arnold et al. [Ar-1] une eau déionisée est utilisée pour le
refroidissement. Ceci complique le design de l'excilampe et la rend plus couteuse.
L'excilampe conçue par Lomaev et al. décrite dans les réf [Lo-2, 3], possède une région
d'émission de dimension 20x20 cm² et une moyenne de densité de puissance radiative
supérieur à 100mW/cm². Cette excilampe est faite de six doubles barrières diélectriques
disposées dans un support métallique. Le système de refroidissement de l'excilampe qu'ils ont
utilisé est tiré à partir de conceptions antérieures comme celui utilisé par la société japonaise
de fabrication des lampes à décharge "USHIO", dans lequel un flux préliminaire d'azote
refroidi est dirigé vers la surface extérieure de la lampe. Dans la conception proposée dans
leur travail (voir figure II.8), l'air atmosphérique est pompé à travers un tube intérieur de
l'ampoule. Pour un meilleur échange de chaleur entre le tube refroidi et le flux d'air, un
échangeur de chaleur est placé à l'intérieur du tube. L'échangeur de chaleur assure un bon
contact thermique avec l'électrode et donc de la surface du tube en quartz.
La figure II.9 montre la dépendance de la température de l'ampoule et de la puissance
moyenne de rayonnement à la surface extérieure de l'ampoule sur la durée de fonctionnement
de l’excilampe après la mise en marche de la lampe lorsque l'air a été pompé à travers la
cavité interne de l'ampoule.
Chapitre II 49
Figure II.8 (a) Photo de l'excilampe, (b) Tube émetteur en mode fonctionnement [Lo-1]
Figure II.9 Température de la surface extérieure de la lampe (1), densité de la puissance radiative moyenne (2)
en fonction du temps de fonctionnement de la lampe avec un tube émetteur interne refroidit au gaz [Lo-1]
II.4.2. Les Lampes planes pour rétroélairage
La volonté de générer une surface éclairante a été favorisée par le développement des écrans
plats LCD qui nécessitent d'être rétroéclairés. Des technologies de surface d'éclairage ont été
développées pour des applications de rétroéclairage et utilisées ensuite dans d'autres domaines
tels que l'éclairage de design. Appelées aussi « unité de rétroélairage » ou « backlighting
Chapitre II 50
units » en anglais, elles sont utilisées pour éclairer les écrans à cristaux liquides ou LCD. Un
écran LCD est en effet un dispositif non-émissif, c'est-à-dire que dans sa structure, l'écran en
lui-même n'est pas constitué d'éléments convertissant l'énergie électrique en lumière visible,
mais plutôt d'éléments contrôlant la transmission de la lumière émise par une source externe
pour produire les images. Les écrans LCD utilisent donc comme source externe de lumière
l'unité de rétroéclairage, qui a pour rôle de fournir au système une lumière blanche, intense et
uniforme sur la surface de formation des images par les cristaux liquides [Ko-9].
Dans le domaine du rétroéclairage, on peut définir deux principaux types de lampes (voir
figure II.10):

Les lampes intégrant de multiples sources assemblées pour générer une surface
lumineuse,

Les lampes planes où la source lumineuse elle-même est une surface plane.
Figure II.10 Principales techniques de rétroéclairage : lampes à sources multiples par les bords (à gauche) et
direct (au centre), lampes planes (à droite) [Be-3]
II.5. Conclusion
Plusieurs travaux ont été présentés dans ce chapitre sur les DBD et leurs applications dans
plusieurs domaines notamment dans la dépollution, le dépôt des couches minces, les PAP et la
production de la lumière. Aussi nous avons présenté quelques applications des lampes à
excimères dans le domaine de la dermatologie et dans l'éclairage en citant quelques exemples
de lampe fabriquées au laboratoire ou dans l'industrie.
Chapitre II 51
Chapitre II 52
Modélisation de la colonne positive d'une excilampe pour la production des UV
Chapitre III
Modélisation de la colonne positive d'une
excilampe pour la production des UV
L
es sources de rayonnement excimère incohérentes, les lampes à excimères ou
excilampes, ont récemment pris une importance considérable. Ils peuvent
fournir des flux élevés de photons principalement dans l'ultraviolet (UV) ou
dans l’ultraviolet sous vide (VUV) c'est-à-dire une partie du spectre. Leurs efficacités
typiques sont d'au moins un ordre de grandeur plus élevés que ceux des lasers à excimères.
Plusieurs travaux ont été réalisés pour l'amélioration de la production UV des lampes à
excimères utilisant différents mélange de gaz. Pour la lampe XeCl, Doanh et al. [Do-1] ont
effectué une simulation qui utilise le model unidimensionnel de la diffusion dérivée sous une
tension appliquée pulsée et sinusoïdale. Ils ont remarqué que les efficacités partielles η 172 ,
η 308 et η 490 pour une tension pulsée sont plus effectives que celles obtenues par une tension
sinusoïdale. Une lampe plane fluorescente de mélange NeXe a été développée par Liu et al.
[Li-3] pour l'amélioration de son efficacité lumineuse pour différents mélanges et
concentrations du gaz sous plusieurs valeurs de la pression. Les résultats expérimentaux ont
montré que l'efficacité augmente avec l'augmentation de la pression totale du gaz et avec la
concentration du xénon dans le mélange.
Dans ce chapitre nous avons effectué une étude sur les paramètres électriques et cinétiques
de la décharge et sur l'efficacité lumineuse de la lampe à excimères dans le mélange NeXe10% sous une tension sinusoïdale. Les résultats obtenus dans ce chapitre contribueront à
l'optimisation de la production des UV par les excilampes.
Chapitre III 53
III.1. Modèle cinétique zéro-dimensionnel du plasma
Dans le modèle cinétique zéro-dimensionnel, la décharge est simplement représentée
par une résistance dont la valeur, variable dans le temps est inversement proportionnelle à la
densité du plasma supposé être uniforme spatialement. Ce modèle est utilisé pour étudier le
comportement de la colonne positive.
Dans ce type de modèle on néglige donc implicitement:

Le courant de déplacement devant le courant de conduction dans le plasma (on
pourrait aisément prendre en compte ce courant de déplacement en représentant le plasma par
une résistance en série avec une capacité:
C =ε 0
A
d (III.1)
Où A est la surface de la décharge et d la distance inter-électrode. On peut facilement
s'assurer que cette approximation est justifiée.

Toute possibilité d'existence de non uniformité spatiale dans le plasma (on ne
peut donc pas prédire, par exemple, l'évolution de non uniformités initiales dans la densité
électronique).

L'influence des gaines cathodique et anodique sur les caractéristiques
électriques de la décharge et cinétiques du milieu plasma. Le fait que ces gaines, et en
particulier la gaine cathodique, qui existe dans toute la décharge électrique, n'aient pas
d'influence, en fonctionnement normal, sur le comportement général du système, n'est
absolument pas évident à priori. Dans le chapitre 4 nous avons inclus une étude sur la
formation de cette gaine cathodique.
III.1.1. Modèle général: Résolution continue de l'équation de Boltzmann
On a vu que dans un modèle cinétique zéro-dimensionnel, le plasma est considéré
comme un milieu homogène, uniforme, dont la conductivité est variable et liée à l'évolution
de la densité électronique dans le plasma.
Le modèle est donc constitué du circuit extérieur, chargé par une résistance variable R g
représentant la décharge. Cette résistance peut s'écrire:
R
g
=
d
Ae ne µe (III.2)
Où n e est la densité électronique dans le plasma, µ e la mobilité électronique, e la charge de
l'électron, A la surface des électrodes, et d la distance inter-électrode.
Chapitre III 54
La résolution des équations différentielles décrivant le circuit ainsi constitué (circuit extérieur
+ résistance plasma) permet d'obtenir à chaque instant la tension aux bornes du plasma et le
champ électrique dans le plasma. L'évolution de la densité électronique dépend du champ
électrique instantané. Cette dépendance doit en principe s'exprimer à travers l'équation de
Boltzmann (sans gradient spatial, puisqu'on suppose le milieu uniforme):
∂f e
+ a.∇f e =
J [ fe ]
∂t
(III.3)
ne (t ) = ∫ f e (v, t ).dv
(III.4)
Où f e est la fonction de distribution des vitesses électroniques à l'instant t, a = -(e/m) E est
l'accélération due au champ électrique E; et J est l'opérateur de collision traduisant
l'interaction entre électrons et neutres. L'opérateur de collision dépend donc des densités
neutres dans l'état fondamental mais aussi dans les états excités. Comme la population des
états excités ou produits de dissociation évolue au cours du temps, il en est de même de J. Il
faut donc adjoindre à l'équation de Boltzmann l'ensemble des équations décrivant l'évolution
des populations de ces états. Ces équations (système d'équations maitresses) traduisant les
réactions cinétiques impliquant des espèces lourdes et s'écrivent, d'une manière générale:
d [ Xi ]
S +  f e , {[ X k ]} − S −  f e , {[ X k ]}
=
dt
(III.5)
Où [X i ] est la concentration de l'espèce i à l'instant t, et S+ et S- sont respectivement les taux
de production et de dissipation (par unité de volume et par unité de temps) de cette espèce
sous l'effet des collisions avec les électrons (S+ et S- dépendent de f e par intermédiaire de
fréquences de collisions moyennées sur la fonction de distribution électronique) et avec les
autres espèces lourdes [X k ].
Le modèle cinétique zéro-dimensionnel le plus général est donc constitué des trois systèmes
d'équations couplées suivants:
(1) Equation du circuit de la décharge.
(2) Equation de Boltzmann.
(3) Un système d’équations cinétique pour les espèces considérées.
En introduisant les taux de réactions des électrons, les parties (2) et (3) servent à
obtenir la densité et la mobilité des électrons, qui sont utilisées pour déterminer la résistance
du plasma intervenant dans la partie (1). Ces trois parties du modèle sont fortement liées et
Chapitre III 55
relatives. Le modèle 0D étudier dans cette thèse se place dans l’approximation du champ
électrique local, et les électrons sont en équilibre avec le champ électrique.
D'après les travaux de Bychkov et al. [By-1] un modèle zéro-dimensionnel pour laser XeCl a
été développé dans une décharge homogène incluant un système d'équations décrivant les
évolutions temporelles de la concentration des particules du plasma, l'équation de Boltzmann
pour la fonction de distribution de l'énergie des électrons (EEDF), équations du circuit
électrique et l'équation du transfert des radiations. Grâce à ce modèle ils ont pu déterminer les
processus chimiques qui affectent les pertes et la conversion de l'énergie dans le plasma.
E/N
Equation de
Boltzmann
Circuit de
décharge
Rg
kj (taux)
Modèle
cinétique
Plasma
ne
(Résistance)
Figure III.1 Schéma simplifié du modèle cinétique 0D utilisé dans nos calculs
III.2. Modèle de la cinétique chimique du mélange NeXe
Dans notre lampe le rayonnement ultraviolet est produit par la désexcitation radiative
des niveaux atomiques et moléculaires élevés du xénon. La création de l’excimère Xe 2 *est
gouvernée par les collisions à trois corps d’un atome excité avec un autre atome du xénon
neutre ou un atome du néon neutre. En plus des réactions qui se produisent entre atomes de
même type (xénon-xénon), il existe des réactions entre atomes différents (néon-xénon). Les
deux réactions mènent à la création de la molécule Xe 2 *. L’ionisation et l’excitation du néon
ne sont prises en considération dans les réactions cinétiques du mélange NeXe, ces types de
collisions sont souvent négligeables car la densité du néon excité est directement intégrée
Chapitre III 56
dans la densité de l’ion Xe+. Le mélange gazeux utilisé dans notre étude a été largement
étudié. Les taux de réactions se produisant dans ce mélange sont bien connus dans la
littérature des panneaux à plasma. Le tableau suivant (tableau (III.1)) dévoile les réactions
prises en compte avec les références des taux de réactions tabulés.
Dans le schéma cinétique du mélange NeXe, les équations cinétiques sont faites pour 16
espèces chimiques différentes [Be-12].

Espèces ionisées: n e , Xe+, Ne+, Xe 2 +, Ne 2 +, NeXe+.

Espèces excitées: Xe*(3p 2 ), Xe*(3p 1 ), Xe**, Ne*, Xe 2 *(O u +), Xe 2 *(3∑ u +),
Xe 2 *(1∑ u +).

et les photons: hν(147nm), hν(150nm), hν(173nm).
Les coefficients k1 et k7 sont respectivement les taux d’ionisation du xénon et du xénon
métastable par impacte électronique. k3, k4 et k6 sont les taux d’excitation du xénon vers les
états : métastable, résonnant et fictif.
Les taux de k8 à k15, et de k19 à k36, sont tous supposés constants, ils ont été obtenus
par différents travaux effectués sur la cinétique chimique du mélange NeXe utilisés pour la
description des écrans à plasma ou des lasers.
Les coefficients de transport (k1…k7) et les fréquences de collisions électronique sont tabulés
en fonction du champ électrique réduit, à l’aide du logiciel BOLSIG développé par J.P. Bœuf
et L.C. Pitchford [Bo-1].
En ce qui concerne k16, k17 et k18, ils sont en fonction de la température
électronique, donc on peut les calculer en introduisant la formule de En=3/2k B T e (voir le
tableau III.1).
Les états résonant et métastable sont produits directement par collisions électroniques
avec les atomes du gaz, mais également par désexcitation d'états du xénon de niveaux
d'énergie supérieure. Par simplification, l’état d'énergie fictif noté Xe** regroupe l'ensemble
de ces états ayant une énergie comprise entre 9,45eV et 10,59eV.
Chapitre III 57
Réactions
Ionisation directe
Taux de réaction
réf
e+Xe→Xe++2e
e+Ne→Ne++2e
k1 (tabulé)
k2 (tabulé)
[Bo-1]
[Bo-1]
k3 (tabulé)
k4 (tabulé)
k5 (tabulé)
k6 (tabulé)
[Bo-1]
[Bo-1]
[Bo-1]
[Bo-1]
k7 (tabulé)
k8 (tabulé)
[Bo-1]
[Bo-1]
k9 = 7,5 10-11 cm3s-1
k10 = 2,3 10-11 cm3s-1
[Me-1]
[Me-1]
k11 = 4,4 10-32 cm6s-1
k12 = 10-31 cm6s-1
k13 = 10-31 cm6s-1
k14 = 2,5 10-31 cm6s-1
k15 = 1,5 10-31 cm6s-1
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
k16 = 3,7 10-8 Te-0,43 cm3s-1
k17 = 2. 10-7 Te-0,5 cm3s-1
k18 = 8. 10-8 Te-0,5 cm3s-1
[Ku-1]
[Me-1]
[Me-1]
k19 = 5. 10-10 cm3s-1
k20 = 5. 10-12 cm3s-1
[Me-1]
[Me-1]
k21 = 2. 10-12 cm3s-1
k22 = 10-10 cm3s-1
k23 = 3,1 10-14 cm3s-1
k24 = 1,62 10-16 cm3s-1
k25 = 2,18 10-14 cm3s-1
k26 = 1,26 10-16 cm3s-1
k27 = 1,55 10-31 cm6s-1
k28 = 8,53 10-32 cm6s-1
k29 = 4,07 10-32 cm6s-1
k30 = 1,35 10-32 cm6s-1
k31 = 2,6 10-10 cm3s-1
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
[Me-1]
k32 = 3. 107 s-1
k33 = 2,7 106 s-1
k34 = 5. 108 s-1
k35 = 1,66 108 s-1
k36 = 9. 106 s-1
[Ou-1]
[Ou-1]
[Ou-1]
[Ou-1]
[Ou-1]
Excitation
e+Xe→Xe*(3p 2 )+e
e+Xe→Xe*(3p 1 )+e
e+Ne→Ne*+e
e+Xe→Xe**+e
Stepwise ionisation
e+ Xe*(3p 2 )→Xe++2e
e+Ne*→Ne++2e
Ionisation penning
Ne*+Xe→Ne+Xe++e
Ne*+Xe→NeXe++e
Formation des ions dimer
Ne++2Ne→Ne 2 ++Ne
Ne++Xe+Ne→NeXe++Ne
Xe++2Ne→ NeXe++Ne
Xe++2Xe→ Xe 2 ++Xe
Xe++Xe+Ne→ Xe 2 ++Ne
Recombinaison électron-ion
Ne 2 ++e→Ne*+Ne
Xe 2 ++e→Xe**+Xe
NeXe++e→Xe**+Ne
Réactions ion-atome
NeXe++Xe→Xe++Ne+Xe
NeXe++Xe→Xe 2 ++Ne
Cinétique des neutres
Xe**+Ne→Xe*(3p 2 ,3p 1 )+Ne
Xe**+Xe→Xe*(3p 2 ,3p 1 )+Xe
Xe*(3p 1 )+Ne→Xe*(3p 2 )+Ne
Xe*(3p 2 )+Ne→Xe*(3p 1 )+Ne
Xe*(3p 1 )+Xe→Xe*(3p 2 )+Xe
Xe*(3p 2 )+Xe→Xe*(3p 1 )+Xe
Xe*(3p 1 )+2Xe→Xe 2 *(Ou+)+Xe
Xe*(3p 2 )+2Xe→Xe 2 *(3Σu+)+Xe
Xe*(3p 1 )+Xe+Ne→Xe 2 *(Ou+)+Ne
Xe*(3p 2 )+Xe+Ne→Xe 2 *(3Σu+)+Ne
Xe 2 *(Ou+)+Xe→Xe 2 *(1Σu+)+Xe
Emissions spontanées
Xe**→Xe*(3p 2 ,3p 1 )+hν
Xe*(3p 1 )→Xe+hν(147nm)
Xe 2 *(1Σu+)→2Xe+ hν(173nm)
Xe 2 *(3Σu+)→2Xe+ hν(173nm)
Xe 2 *(Ou+)→2Xe+ hν(150nm)
Tableau III.1 Processus de réactions élémentaires dans une décharge NeXe pour lampe à excimère
L'état d'énergie résonant est directement responsable de l'émission UV à 147nm par
désexcitation directe vers le niveau fondamental. Le niveau métastable entraîne la formation
Chapitre III 58
d'excimères, états moléculaires excités du xénon notés Xe 2 *(3Σu+) qui se désexcitent en
émettant principalement des photons de 173nm. Deux autres excimères émettant
spontanément des photons de 173nm et 150nm sont produits directement ou indirectement par
le niveau résonant : Xe 2 *(1Σu+) et Xe 2 *(Ou+).
III.3. Émissions du mélange NeXe
L'émission du xénon est le fait de la désexcitation des états d'énergie dits « résonants »
et « métastable ».
Un état résonant d'un atome de gaz rare (noté 3P 1 ) est un état excité qui ne peut se désexciter
spontanément que vers le niveau fondamental ; un photon émis lors de cette transition peut
être absorbé par un autre atome, provoquant l'émission d'un autre photon, lui-même absorbé et
ainsi de suite. Un tel photon n'atteindra la couche de luminophores qu'après de multiples
réémissions.
Un état métastable est un état d'énergie dans lequel l'atome peut subsister pendant un temps
relativement long (par rapport aux échelles de temps des phénomènes atomiques) mais qui
n'est pas l'état fondamental.
Rôle du néon
Dans le mélange néon-xénon, seul les excimères du xénon sont responsables des
émissions de photons VUV par le biais des différents excimères. Le néon joue le rôle de gaz
tampon, c'est-à-dire que sa présence dans le mélange permet de réduire la valeur de la tension
de claquage. Dans sa thèse [Pu-1], Cédric Punset a identifié deux principaux mécanismes
pouvant être à l'origine de ces propriétés :

Le coefficient d'émission secondaire plus élevé des ions de néon;

La faible valeur des sections efficaces de transfert de quantité de mouvement
électronique dans le néon.
La valeur élevée du coefficient d'émission secondaire sur le diélectrique est la première
propriété du gaz tampon. Il est par exemple environ 10 fois plus élevé que celui du xénon (0,5
sur le MgO pour le néon contre 0,05 sur le MgO pour le xénon), ce qui entraîne une forte
baisse de la tension de claquage et plus généralement de la tension appliquée. Cependant, plus
la proportion de xénon est élevée, plus le coefficient d'émission secondaire global
du
mélange sur le diélectrique diminue et plus la tension de claquage augmente. Pour une
pression totale donnée, l'augmentation de la pression partielle de néon a pour effet de
Chapitre III 59
diminuer le nombre de collisions élastiques électron-atome et ainsi d'augmenter la vitesse de
dérive électronique et le gain d'énergie par unité de volume et de temps. L'énergie
électronique atteint ainsi plus facilement les valeurs des seuils d'excitation et d'ionisation du
xénon, ce qui entraîne une augmentation du coefficient d'ionisation du xénon.
D'après Punset et Callegari [Ca-2, Pu-1], l'effet Penning, réaction qui permet l'excitation du
gaz émetteur par désexcitation des niveaux excités du gaz tampon joue un rôle marginal pour
des proportions de xénon supérieures à 7%. Dans les conditions des lampes planes (NeXe50% à 250 mbar ∼ 187,52 torrs), l'effet Penning est donc négligeable par rapport au taux
d'ionisation directe du xénon par impact électronique.
III.4. Production des photons UV
Le schéma présenté sur la figure III.2 décrit les différents processus à l'origine de l'émission
VUV dans les conditions de fonctionnement de notre excilampe. Le nombre de réactions
prises en compte dans ce schéma a été volontairement réduit et ne prend donc en compte que
les processus majoritaires induisant à la création des photons. De même les excimères ont été
regroupés sur un seul état noté Xe 2 *. Aussi pour des raisons de clarté, l'ionisation et par étape
n'a pas été représentés.
Suivant le schéma cinétique de la figure III.2 on observe la production de trois types de
photons. Les premiers à 147 nm sont issus de la désexcitation des états résonnants du xénon.
Leur évolution suit donc celle des états résonnants. Un deuxième type de photons correspond
à un continuum à 150 nm qui est dû à des transitions à grandes distances internucléaires
depuis les niveaux de vibration les plus élevés des états excimères (Ou+) et (1u) liés
respectivement aux états Xe*(3P 1 ) et Xe*(3P 2 ) vers l'état fondamental (Og+). Ces niveaux
vibrationnels élevés sont produits par des collisions à trois corps entre l'état Xe*(3P 1 ) et les
atomes neutres de xénon et de néon. Leur évolution est par conséquent directement liée à celle
des résonnants. Enfin il existe un continuum à 173 nm qui correspond aux transitions entre les
niveaux vibrationnels les plus bas des états électroniques Xe 2 *(1,3Σu+) et l'état fondamental
dissociatif Xe 2 *(1Σg+). Ceux créés par Xe 2 *(1Σu+) sont minoritaires, donc la production de
ces photons est directement liée à la pression du mélange car les états Xe 2 *(3Σu+) sont créés
par des collisions à trois corps entre l'état métastable du xénon et deux atomes neutres.
Un autre point important du schéma cinétique est de constater que la plus grande partie de
l'énergie électronique dissipée dans l'excitation du xénon sert à la production de photons UV.
Chapitre III 60
Il existe même une voie de récupération d'énergie pour la production de photons UV par le
biais de la recombinaison électrons ions moléculaires qui crée des états Xe**.
En effet lorsque la température électronique n'est pas trop élevée (inférieure à quelques eV) et
que les densités de particules chargées sont encore élevées, c'est-à-dire au début de la
décharge, la recombinaison entre un électron et un ion moléculaire Xe 2 + crée des états excités
du xénon sur les niveaux supérieurs notés Xe**. Ces différents niveaux se désexcitent vers les
états résonnant et métastable. Cela laisse donc supposer que la production de photons et donc
l'efficacité UV augmentent par le biais de cette recombinaison.
Chapitre III 61
e-
Ne+
Ne*
Xe
Xe+
Xe**
Ne
Ne2+
Xe
Ne
Xe
Xe*(3p1)
Xe*(3p2)
Ne
Xe2
+
hν
2Xe
147 nm Ne+Xe
NeXe+
Xe2*
2Xe
Ne+Xe
hν
e-
e-
150 nm
173 nm
Figure III.2 Schéma cinétique des différentes réactions à l'origine de l'émission UV dans Notre lampe à excimère. Pour des raisons de clarté,
l'ionisation par étape n'est pas représentée
Chapitre III 62
III.5. Résultats et discussions
Dans cette section nous allons discuter le comportement de la décharge dans le cas d'une
tension appliquée sinusoïdale, et sous les conditions de fonctionnement d'une excilampe. Les
paramètres de la DBD utilisés sont notés sur le tableau III.2.
Electrode
métallique
Cd
Vapp
Vd
Diélectrique
NeXe
Cd
Diélectrique
Vp
Vd
Electrode
métallique
Figure III.3 Schéma du modèle de la décharge
Dans le modèle homogène développé dans notre travail, la lampe à décharge est simplement
représentée par un circuit de décharge externe qui est constitué d'une résistance variable dans
le temps équivalente au plasma (R g ), en série avec une capacité équivalente pour les
diélectriques (C d ) qui est calculé à partir de sa permittivité ε r , de la surface des électrodes A et
de la distance inter-électrodes d.
Cd = ε r ε 0
A
d (III.6)
Ce modèle décrit les caractéristiques électriques et cinétiques de notre lampe NeXe qui est
représenté schématiquement sur la figure III.3.
La tension appliquée à travers la décharge et donnée par la formule suivante:
V app (t)= V p (t) + V d (t) (III.7)
Où V p (t) et V d (t) représente la tension du plasma et diélectrique à travers la décharge
respectivement.
Chapitre III 63
Paramètres
Mélange du gaz
Pression du gaz
Distance inter-électrode
Fréquence
Température du gaz
Surface d'électrode
Densité initiale des électrons
Amplitude de la tension appliquée
Tension appliquée
Valeurs
Néon (Ne) - Xénon (Xe)
P=100 - 800 torr
d=5 mm
f=10 - 200 kHz
T g = 300 K
A= 1 cm²
n e0 = 1010 cm-3
V amp = 2 - 8 kV
V app (t) = V amp sin (2πft)
Tableau III.2 Condition de fonctionnement de la lampe à excimères
III.5.1 Caractéristiques électriques
La figure III.4-a montre la variation temporelle de la tension appliquée V app (t), la tension du
diélectrique V d (t) et la tension du plasma V p (t) pour le mélange NeXe-10% et sous une
pression de 400 torrs, l'amplitude de la tension appliquée V amp = 3kV et la fréquence f =
100kHz. Quant à la capacité équivalente au diélectrique C d = 230 pF. Le temps de claquage
du gaz calculé correspond à 0,3µs. Nous avons noté qu'après le claquage du gaz la tension du
plasma décroit d'une façon très rapide, contrairement à la tension du diélectrique qui décroit.
Durant toute la première demi période de la décharge la tension appliqué est égale à la somme
de la tension du plasma et celle du diélectrique (voir l'équation III.6 et figure III.4-a).
Le courant de la décharge est représenté sur la figure III.4-b. Le pic de la première période
atteint la valeur de 3,57 A/cm² à t = 0,4 µs et quand on observe le reste des périodes où la
décharge devient stable on remarque qu'à chaque cycle de 5µs le pic atteint la valeur de 0,93
A/cm². La puissance déposée par les électrons est tracée sur la figure III.4-c. Le premier pic
de la puissance atteint sa valeur maximale de 5,58 kW/cm3 au même moment où le courant de
la décharge atteint le sien dans la première demi période.
Chapitre III 64
4
(a)
Vp
Vd
Vapp
3
Tensions (kV)
2
1
0
-1
-2
-3
-4
0
1
2
3
4
5
6
10,0
12,5
15,0
Temps (µs)
Densité du courant (A/cm²)
4
(b)
3
2
1
0
-1
0,0
2,5
5,0
7,5
Temps (µs)
Chapitre III 65
Puissance déposée (kW/cm3)
6
(c)
5
4
3
2
1
0
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
Temps (µs)
Figure III.4 Evolution temporelle du (a) la tension du gap V p , tension du diélectrique V d et la tension appliquée
V app , (b) courant de la décharge, (c) la puissance déposée.
III.5.2 Concentration des espèces et émission des photons UV
La variation temporelle de la concentration des espèces chargées, molécules d'excimères et
des photons sont présentés sur les figures III.5. Durant le claquage du gaz, l'augmentation de
la puissance est associée à l'augmentation du coefficient d'ionisation de l'atome du xénon et à
la croissance rapide des espèces excitées et ionisées. Le taux de réaction du xénon métastable
qui est responsable de la création de l'excimère Xe 2 * s'améliore, cependant ces molécules
d'excimères ne sont pas bien stables et se décomposent rapidement en quelques nanosecondes
laissant échapper leur énergie d'excitation sous forme de photon UV.
Au cours de la décharge et dans chaque demi-période, la concentration des espèces atomiques
et moléculaires atteint une valeur élevée. La particule ionique dominante dans le plasma est le
Xe 2 + avec la valeur de 4,26x1012 cm-3 à t = 1µs, mais la densité électronique reste plus élevé
concernant les particules chargées avec une concentration de 7,25x1012 cm-3 à t = 0,45µs.
Ceci est observable sur la figure III.5-a qui représente la variation temporelle des espèces
chargées c'est-à-dire les électrons, les ions positifs Xe 2 + et Xe+ et la molécule NeXe+.
La variation temporelle des molécules d'excimères est tracée sur la figure III.5-b. Xe 2 *(3Σ u +)
atteint sa valeur maximal de 3,31x1011 cm-3 à 0,65µs, Xe 2 *(O u +) et Xe 2 *(1Σ u +) atteignent leur
pic de 2,33x1011 cm-3 et 1.56x1011 cm-3 respectivement en même temps qui est de 0,45µs.
Chapitre III 66
Sur le tableau III.1 contenant les processus de réactions élémentaires pris en compte dans
notre travail on voit clairement que les molécules d'excimères sont créées à partir des états
excités des atomes du xénon (métastable et résonnant) par des processus collisionnels avec les
atomes neutres du gaz. L'état résonant crée l'excimère Xe 2 *(O u +) et l'état métastable crée le
Xe 2 *(3Σ u +), quant à l'excimère Xe 2 *(1Σ u +), il est crée par Xe 2 *(O u +).
La variation temporelle de ces atomes excités est tracée sur la figure III.5-c. La densité de
l'atome métastable atteint la valeur maximale de 1,61x1014 cm-3 et celle du résonnant
9,29x1013 cm-3 à t = 0,65µs et 0,45µs respectivement après le claquage du gaz.
Dans la décharge DBD de mélange NeXe, l'émission du rayonnement VUV est générée par la
désexcitation radiative des quatre états excités du xénon:

Xe*(3p 1 ) niveau de résonnance émettant la radiation 147 nm,

Xe 2 *(O u +) niveau d'excitation vibrationnelle émettant la radiation 150 nm,

Xe 2 *(1Σ u +) et Xe 2 *(3Σ u +) des excimères émettant la même radiation du 173 nm.
Pour les espèces photoniques montrées sur la figure III.5-d, il semble que la désexcitation
radiative à 173 nm est le mécanisme principal de perte pour les deux états. Sa densité atteint
Densité des particules chargées (cm-3)
une valeur maximale de 1,28x1015 cm-3 à 10µs.
1013
(a)
ne
1012
Xe2+
Xe+
1011
1010
109
NeXe+
8
10
0
2
4
6
8
10
Temps (µs)
Chapitre III 67
Densité des molécules excimères (cm-3)
1013
(b)
Xe2*(3Σu+)
12
10
Xe2*(Ou+)
1011
1010
Xe2*(1Σu+)
109
108
0
2
4
6
8
10
8
10
Temps (µs)
Densité des atomes excités (cm-3)
1015
(c)
Xe*(3p2)
1014
Xe*(3p1)
1013
1012
1011
1010
0
2
4
6
Temps (µs)
Chapitre III 68
1016
(d)
hν (173nm)
Densité des photons (cm-3)
1015
hν (147nm)
1014
1013
1012
hν (150nm)
11
10
1010
109
108
0
2
4
6
8
10
Temps (µs)
Figure III.5 Evolution temporelle de la densité d'espèces; (a) chargées, (b) molécules excimères (c) atomes
excités et (d) photons UV.
III.5.3. Efficacité lumineuse de l'excilampe NeXe-10%
Afin d'étudier l'efficacité globale de la production des photons UV dans une DBD, nous avons
utilisé l'équation III.7. η est défini comme étant le rapport de l'énergie lumineuse émise sur
l'énergie fournie.
η = W uv
W
el
(III.7)
Nous avons calculé l'énergie totale W uv des photons UV émis dans la décharge par la formule
suivante:
W uv = W 173 + W 150 + W 147 (III.8)
Où l'énergie de sortie à la longueur d'onde dans un cycle λ est calculée par la relation:
W λ = dA
hc
λ
T
∫ [ N λ (t )τ λ dt
0
(III.9)
d est la distance inter-électrode et A est la surface de l'électrode. L'énergie électrique totale
dissipée dans la décharge pendant une période T est déduite de la relation:
T
W el = d ∫ E (t ) I (t ) dt
0
(III.10)
Où E est le champ électrique local, et I(t) est le courant de décharge à l'instant t.
L'efficacité totale η et les efficacités partielles des rayonnements UV η 173 , η 150 et η 147 crées
par les particules Xe 2 *(3Σu+), Xe 2 *(Ou+) et Xe*(3p 1 ) respectivement sont présentées sur la
Chapitre III 69
figure III.6 pour une excitation sinusoïdale et sous les conditions cité dans le tableau III.2. Il
semble bien que le schéma simplifié de la DBD que nous considérons ici prédit environ 66,7%
pour l'efficacité totale de la décharge et 46,2% pour l'efficacité partielle du rayonnement
173nm, sous une pression totale du gaz à 400torrs et une concentration de 10% de xénon dans
le néon.
Efficacité VUV totale et partielle (%)
100
η
66,7%
η173
η147
46,2%
20,4%
10
1
η150
0,16%
0,1
Figure III.6 Efficacité VUV total η et partielle η 173 , η 150 , η 147 obtenues à partir des excimères Xe 2 *(3Σ u 1),
Xe 2 *(1Σ u 1), Xe 2 *(O u ) respectivement.
III.5.4. Optimisation de l'efficacité UV de la lampe à excimères
Il est bien connu que les lampes à décharge à barrière diélectrique, convertissent l'énergie
électrique en lumière, en transformant l'énergie électrique en énergie cinétique des électrons
en déplacement, qui est à son tour converti en un rayonnement électromagnétique à la suite
d'un certain type de processus de collision avec des atomes du gaz. Cependant, l'efficacité de
la génération de photons UV, défini comme le rapport de la densité de puissance lumineuse de
sortie sur la densité de puissance d'entrée, dépend de la tension d'excitation appliquée, de la
fréquence, de la concentration de xénon et de la pression totale du mélange du gaz.
L'autre intérêt de cette étude est la clarification de l'influence des conditions de
fonctionnements sur les caractéristiques de la décharge comme le courant électrique, la
densité des espèces et l'identification des processus qui gouvernent dans ce genre de lampes
dans le but d'optimiser l'efficacité de la décharge. Les résultats qui suivent ont été obtenus
sous les conditions de fonctionnement de l'excilampe cités au paragraphe III.5.1.
Sur la figure III.7 et III.8 nous avons étudié l'effet de la variation de la capacité et de la
tension appliquée respectivement sur l'efficacité lumineuse. Les efficacités totale et partielle
Chapitre III 70
ne sont pas beaucoup influencées par ces variations. Sur la figure III.7 l'efficacité totale varie
de 65,36% pour C d = 50pF à 68% pour C d =600pF et concernant l'efficacité partielle du 173nm,
elle atteint une valeur de 46,19% pour C d = 50pF et une valeur de 46,52% pour C d = 600pF et
donc elle est très peu influencé par la variation de la capacité de la décharge. L'efficacité UV
présentée sur la figure III.8 passe de 66,67% pour 2kV à 67,51% pour 8kV.
100
η
η173
η147
90
80
Efficacité (%)
70
60
50
40
30
20
10
0
0
100
200
300
400
500
600
Capacité (pF)
Figure III.7 Variation de l'efficacité totale et partielle (η, η 173 , η 147 ) pour différentes valeurs de la capacité du
diélectrique.
80
70
Efficacité (%)
60
50
η
η173
η147
40
30
20
10
0
2
3
4
5
6
7
8
Tension (kV)
Figure III.8 Variation de l'efficacité totale et partielle (η, η 173 , η 147 ) pour différentes valeurs de la tension
appliquée
La variation de l'efficacité UV totale et partielle en fonction de la fréquence est montrée sur la
figure III.9. Nous avons remarqué que l'efficacité totale η et partielle η 173 diminues d'une
Chapitre III 71
façon rapide de 74,79% et 52,26% pour f= 10kHz à 68,72% et 48,97% pour f=20kHz
respectivement. Après cette fréquence, η et η 173 entament une légère diminution jusqu'à
200kHz. Quand à l'efficacité η 147 passant la fréquence de 20kHz, elle devient constante.
Nous avons étudié les effets de la pression du gaz sur l'efficacité de la décharge sur la figure
III.10. Il est connu qu'une augmentation de la pression induit une augmentation de l'efficacité,
c'est ce qui est clairement montré sur cette figure. En augmentant la pression totale du gaz par
pas de 100 torrs, l'efficacité totale augment (de 37,57% sous p= 100 torrs jusqu'à 67,21% sous
p=800 torrs), mais en ce qui concerne les efficacités partielles, celle qui est dominante est
η 172 avec des valeurs passant de 9,2% sous une pression de 100 torrs à 55,71% sous 800 torrs,
cependant η 147 diminue considérablement de la valeur 28,27% à 11,3%.
100
η
η173
η147
90
80
Efficacité (%)
70
60
50
40
30
20
10
0
0
50
100
150
200
Fréquences (kHz)
Figure III.9 Variation de l'efficacité totale et partielle (η, η 173 , η 147 ) pour différentes valeurs de la fréquence
Chapitre III 72
100
η
η173
η147
90
80
Efficacité (%)
70
60
50
40
30
20
10
0
100
200
300
400
500
600
700
800
Pression (torr)
Figure III.10 Variation de l'efficacité totale et partielle (η, η 172 , η 147 ) pour différentes valeurs de la pression
Sur la figure III.11 nous avons tracé des histogrammes présentant l'efficacité VUV pour trois
concentrations différentes de xénon dans le néon (10%, 30%, 50%) pour qu'on puisse
déterminer le pourcentage du mélange le plus adéquat pour une excilampe. Les figures III.11a et III.11-b représentent l'efficacité VUV totale η et partielle η 173 . Nous avons observé que
pour des concentrations élevées ces efficacités augmentent considérablement, elles passent de
η=66,74% à η=71,95% et de η 173 =46,18% à η 173 =64,68% pour 10% et 50% de xénon
respectivement. Autrement dit, le mélange de Ne-50% et Xe-50% est optimale pour une
production UV élevées par des excilampes.
80
(a)
Efficacité totale VUV (%)
70
10%
60
50
66,74 %
30%
69,68%
50%
71,95%
40
30
20
10
0
Chapitre III 73
80
Efficacité VUV du 173nm (%)
70
(b)
50%
30%
60
50
10%
40
46,18%
64,68%
57,86%
30
20
10
0
Les figures III.11-c et III.11-d montrent les efficacités lumineuses partielles (η 150 et η 147 ). On
remarque que celles-ci diminues avec l'augmentation du pourcentage du xénon dans le
mélange elles passent de la valeur de 0,168% à 0,112% pour η 152 et de 20,40% à 7,15% pour
η 147 de 10% à 50% de xénon respectivement. Mais ces deux efficacités possèdent une faible
émission qui n'affecte pas beaucoup l'efficacité totale puisqu'elles sont compensées par
l'émission de l'UV 172nm qui possède lui une forte production.
0,20
Efficacité VUV du 150 nm (%)
0,18
0,16
0,14
0,12
0,10
(c)
10%
0,168%
30%
0,140%
50%
0,112%
0,08
0,06
0,04
0,02
0,00
Chapitre III 74
25
Efficacité VUV du 147 nm (%)
(d)
20
10%
20,40%
15
30%
10
5
11,68%
50%
07,15%
0
Figure III.11 Variation de l'efficacité (a) totale et partielle (b) η 173 , (c)η 150 , (d) η 147 pour différentes valeurs de
la concentration du xénon (10%, 30%, 50%)
III.6. Conclusion
Nous avons dans ce chapitre abordé une étude sur l'efficacité de la lampe à excimère pour la
production des rayonnements UV en utilisant le modèle cinétique zéro-dimensionnel couplé
au circuit extérieur de la décharge dans le mélange NeXe. Nous avons d'abord fixé les
paramètres de fonctionnement de la lampe à des valeurs cité dans le tableau III.2 pour pouvoir
calculer le profile des tensions du diélectrique V d et du plasma V p , du courant de la décharge
I, et la puissance déposée par les électrons. Nous avons aussi déterminé le profile de la densité
des espèces chargées, excitées et des photons. L'effet des paramètres électriques et cinétiques
sur l'efficacité lumineuse de la lampe est étudié. Nous avons remarqué que la capacité du
diélectrique et la tension appliquée n'influes que légèrement sur l'efficacité totale et partielles,
contrairement à la fréquence qui montre son influence par la diminution de l'efficacité. La
pression et la concentration du xénon influent à leur tour l'efficacité totale par une
augmentation de cette dernière.
Nos résultats qui concernent l'effet de la pression totale et de la concentration du xénon dans
le mélange du gaz sur l'efficacité de la lampe à décharge NeXe sont en accord avec les
travaux de modélisation de Ouyang et al. [Ou-1] et les travaux expérimentaux de Liu et al.
[Li-3] pour les lampes planes sans mercure qui prédisent que l'efficacité augmente avec la
pression totale du gaz et avec l'augmentation de la concentration du xénon dans le néon. En
effet, l'augmentation de la pression du gaz ou le pourcentage de xénon provoque une
Chapitre III 75
augmentation de la densité des molécules de xénon. L'énergie dissipée dans l'excitation du
xénon augmente et par conséquent, les émissions de lumière augmentent aussi.
Chapitre III 76
Chapitre IV
Etude de la formation de la gaine cathodique
dans une DBD de mélange NeXe
P
lusieurs travaux ont été effectués sur les DBD pour lampes à excimères, en
utilisant des modèles différents sur des gaz purs ou mélange de gaz. Liu et
Neiger [Li-2] ont développé un modèle électrique dynamique. Le modèle utilisé
par Carmen et al. [Ca-3-5] analyse l’évolution spatiotemporelle de la population des espèces
et les paramètres électriques. Avtaeva et Kulumbaev [Av-1] ont fait une analyse numérique de
la similarité de deux décharges à barrières diélectriques de géométrie différentes avec un
facteur de décalage égal à 10 dans un mélange de Ne-Xe-0,05%, utilisant un modèle
unidimensionnel pour prouver que le ratio de l’efficacité totale des radiations pour deux DBD
différente est égal à 1 et sont donc considéré comme similaire. Beleznai et al. [Be-6-7-8] ont
rapporté que dans les lampes à décharge de xénon, la majeure partie de la puissance est
déposée dans la région où champ est élevée au voisinage de la barrière diélectrique, environ
21% de la puissance totale d'entrée est utilisé par chauffage d'ions.
Le but de ce chapitre est d'étudier la formation de la gaine lors de la première impulsion dans
le mélange NeXe-10% et NeXe-20 % pour une DBD de lampe à excimères, en utilisant un
modèle unidimensionnel pour décrire le comportement de la gaine et un modèle zérodimensionnel pour décrire la colonne positive, ces deux modèles ont été développés pour
étudier la dynamique de la décharge dans une DBD et décrire les propriétés électriques et
chimiques afin d'améliorer le fonctionnement de la lampe excimère et aussi pour contrôler
l'émission dans l'ultraviolet lointain.
Chapitre IV 77
Etude de la formation de la gaine cathodique dans une DBD
IV.1. L'équation de Boltzmann
Il est évidemment impossible de décrire dans une décharge luminescente le mouvement
de chaque particule. Pour éviter cela, on introduit la notion de fonction de distribution pour
chaque espèce, l'équation de Boltzmann qui permet d'obtenir la fonction de distribution de
chaque espèce f s (r,v,t) avec f s (r,v,t)d3rd3v le nombre d3rd3v autour du point (r,v)au temps t, est
résolue en simulant les trajectoires d'un ensemble de particules dans l’espace des phases.
∂f s
∂f
∂f
 ∂f s 
+v s +γ s =
 
∂t
∂r
∂v  ∂t coll (IV.1)
C'est l'équation d'évolution de la fonction de distribution des ions ou des électrons les
différents termes peuvent être explicités de la façon suivante:
∂f s
: Représente le taux local de variation de f au point (r,v) en fonction du temps.
∂t
v
∂f s
: C'est le terme de variation de f par suite de la diffusion des ions ou des électrons, c'est∂r
à-dire la tendance du gaz à se relaxer vers un état d'équilibre.
γ
∂f s
: Ce terme traduit l'action des forces extérieures sur les particules, γ étant l'accélération
∂v
des forces extérieures dues à l'action des champs électrique et magnétique.
 ∂f s 
  : Est le terme de collision qui rend compte de la variation de la fonction de
 ∂t coll
distribution sous l'effet des collisions avec les neutres. C'est-à-dire la redistribution des ions
ou des électrons dans l'espace des vitesses sous l'effet des collisions.
A partir de cette fonction de distribution, on peut avoir accès à toutes les grandeurs
macroscopiques comme la densité, la vitesse moyenne, et l’énergie moyenne.
La densité moyenne des particules s’écrit :
ns (r , t ) = ∫ f s (r , v, t )d 3v (IV.2)
v
La grandeur moyenne χ :
xs (r , t ) =
1
xs f s (r , v, t )d 3v (IV.3)
ns (r , t ) ∫v
Dans les décharges luminescentes, les charges d’espace dues à la présence d’ions et
d’électrons sont suffisantes pour distordre le champ électrique. Ces modifications dans le
champ électrique font évoluer la fonction de distribution par le terme rendant compte de
Chapitre IV 78
l’action des forces extérieures : pour décrire correctement la décharge, il est donc nécessaire
de coupler la résolution de l’équation de Boltzmann avec celle de l’équation de Poisson car
cette équation donne les variations du champ électrique en fonction de la charge d’espace.
L’équation de Poisson s'écrit :
∇ε r E=
e
ε0
(n p − ne ) (IV.4)
L’équation de Boltzmann couplée à celle de Poisson forme un modèle électrique auto
cohérent de la décharge. Les seules données nécessaires sont les sections efficaces pour
chaque type de collisions.
IV.2. Approche Fluide
Il est difficile et souvent inutile de résoudre l'équation de Boltzmann sous sa forme
complète c'est pour cette raison, on remplace l'équation de Boltzmann par un nombre fini
d'équations de transport qui sont les résultats de l'intégration (IV.1) multipliée par les
grandeurs macroscopiques physiques x(v) variant comme des polynômes de la vitesse sur
l'espace des vitesses, ce sont les moments de l'équation de Boltzmann dans une description
fluide.
L’équation de transport correspondante à la grandeur x(v) :
∂nx
 ∂f 
=
∇ r nxv − na∇ r x =
x   d 3v (IV.5)
∫
∂t
∂t coll
v 
•
Equation de continuité
Lorsque x(v) est égal à 1, on obtient le premier moment de l’équation de Boltzmann qui est
l’équation de continuité :
∂ne , p
∂t
+ ∇ r ne , p ve , p = Se , p (IV.6)
Cette équation est l’une des équations de transport, elle représente la conservation de la
charge, n représente la densité de particules chargées (électrons, ions positifs ou négatifs). S
est le terme source de l'équation de continuité, il rend compte des créations (ionisations) et des
pertes (attachements, recombinaisons) des particules chargées. Il s'écrit de la façon suivante :
Se = ne (vi (r , t ) − va (r , t )) − r (r , t )ne n p (IV.7)
v i représente la fréquence d'ionisation et v a fréquence d'attachement, r(r,t) est le coefficient de
recombinaison électron-ion [Be-15].
Chapitre IV 79
IV.3. Description du modèle
Dans le présent travail, nous avons développé la cinétique de mélange NeXe et nous avons
utilisé le modèle zéro-dimensionnel pour décrire la colonne positive qui est censé être
spatialement uniforme couplé au modèle unidimensionnel pour décrire la gaine cathodique
utilisée dans [Be-9-12, Kh-1,2].
Le régime de la lampe à excimère étudié dans notre travail est représenté sur la figure IV.1; la
tension appliquée à travers la décharge est donnée par la formule:
V app (t) = V d (t) + V p (t) + V rc (t)
(IV.8)
Où V d , V p et V rc sont les tensions de: capacité équivalente, colonne positive et la région
cathodique, respectivement pour un temps t donné.
La relation entre I rc de la région cathodique (égale à la décharge de courant) et du V rc à
l'instant t est donnée par:
A ∂Vcr
A
I cr (t ) =
−ε 0
+
d cr ∂t
d cr
∫
dcr
0
 J e ( x, t ) + J p ( x, t )  dx
(IV.9)
J e (x,t) et J p (x,t) sont respectivement la densité de courant électronique et ionique pour une
position donnée x et un temps t.
La densité électronique est obtenue en résolvant l'équation de continuité.
dne (t )
=
dt
S
+
e
−
(t ) − S e (t )
(IV.10)
Où S+ e (t) - S- e (t) est le terme source de l'équation de continuité qui prend en compte tous les
processus de création et de perte d'électrons.
Les équations cinétiques sont résolues en même temps avec l'équation de continuité afin de
décrire l'évolution temporelle de la concentration des espèces. Les réactions utilisées dans ce
travail avec leurs taux sont tirées des références [Me-1, Ou-1] et les taux de réactions tabulés
sont calculées en utilisant le logiciel Bolsig + [Bo-1] (voir § III.2).
Dans le modèle unidimensionnel de la région cathodique, l'équation de continuité est couplée
avec l'équation de Poisson pour analyser les évolutions spatio-temporelles des densités
d'électrons et d'ions, le champ électrique et la densité de courant. Le modèle zéro
dimensionnel de la colonne positive analyse l'évolution dans le temps les concentrations des
espèces chargées et excitées et l'émission des photons UV.
Chapitre IV 80
drc=0,3cm
dpl=0,2cm
Cd
Gaine 1D
Plasma 0D
d=0,5cm
Vp
Vrc
Vd
Va
Figure IV.1. Schéma du modèle de la décharge incluant la gaine cathodique et la colonne positive,
d=d rc +d p =0,5 cm
IV.4. Résultats et discussions
La lampe à décharge est rempli d'un mélange de gaz à 10% de xénon et 90% de néon
sous une pression totale de 400 torrs, la tension appliquée est égale à 3 kV, la température du
gaz T g = 300 K, la surface des électrodes A = 1cm², l'espace inter-électrode d = 0,5 cm, et la
distance d rc = 0,3 cm de la région de gaine. La densité de préionisation utilisée est égale à 10-9
cm-3, le coefficient d'émission secondaire γ due au bombardement ionique est égale à 0,1, et la
capacité du diélectrique C d = 0,23nF.
IV.4.1. Evolution temporelle des paramètres électriques de la décharge
Lorsqu’on applique une tension aux bornes des électrodes le gaz ne claque pas
immédiatement, il faut naturellement un temps de l’ordre des nanosecondes avant que le gaz
ne devient conducteur. Ce temps correspond à celui nécessaire pour que l’ionisation et
l’émission secondaire aient crée suffisamment de charge pour assurer l’auto entretient de la
décharge et est appelé temps de retard ou temps de claquage, ce temps est défini comme le
temps au bout du quel le courant atteint 5% de sa valeur maximale [Be-13].
Avec nos conditions de calcul la durée de l’impulsion du courant est de 400ns et le courant
atteint un maximum de 11,71A à t=83,43ns. Le temps de claquage calculé correspond à
t=36ns. C’est le temps nécessaire pour que le gaz devienne conducteur et le plasma comment
à se formé (voir figure IV.2).
Durant cette phase les électrons ont des énergies suffisantes pour exciter et ioniser les atomes
neutres. Beaucoup d’espèces sont créés pendant l'impulsion de courant par impact
Chapitre IV 81
électronique à partir de l'état fondamental du xénon. Aussi, les densités d'atomes excités
augmentent rapidement pendant cette période sans oublier la concentration des VUV. Ce qui
nous laisse constater que la recombinaison ne joue pas un rôle significatif en comparaison
avec les ionisations et autres excitations directes à partir de l’état fondamental. Concrètement
c'est un très bon point puisque c'est durant cette période que la majorité de l'excitation et de
l'ionisation se produit.
12
3,0
I
Vd
10
2,0
8
1,5
6
1,0
4
0,5 Vrc
2
0,0
0
50
100
150
200
250
300
350
Tensions (kV)
2,5 V
p
0
400
Temps (ns)
Figure IV.2. Variation temporelle du courant I, de la tension du diélectrique V d , de la tension du gaz V p , et de
la tension de la gaine V rc
IV.4.2. Evolution temporelle des densités des courants
La variation des différentes densités de courant à la cathode est représentée sur la figure IV.3.
Le courant total, le courant d'électrons et d'ions et le courant de déplacement à la cathode sont
calculées au cours de la première impulsion.
Chapitre IV 82
Densité des courants (A/cm²)
12
JT
10
Jp
8
6
4
Je
2
Jd
0
0
50
100
150
200
250
300
350
400
Temps (ns)
Figure IV.3. Variation temporelle des différents types de courants à la cathode
La densité de courant de déplacement est égale au courant total pendant les 50 premières
nanosecondes (avant le claquage et pendant la formation du plasma) pour assurer la continuité
du courant et parce que le champ électrique augmente de manière monotone à cette période.
Après ça, le courant total dans la gaine devient presque égal au courant ionique en raison de la
multiplication électronique élevée dans la gaine et le courant de déplacement devient
négligeable. Les valeurs maximales des différents courants atteintes à l'instant t sont notées
dans le tableau ci-dessous.
Densité du courant Valeur (A/cm²) Temps (ns)
11,71
83,44
Total
9,62
83,44
Ionique
2,44
84,50
Electronique
2,10
73,84
Déplacement
Tableau IV.1: Valeurs maximales des différentes densités du courant
IV.4.3. Evolution spatio-temporelle du champ électrique et des particules chargées
La figure IV.4 montre l'évolution spatio-temporelle du champ électrique à travers 0,5 cm de
décharge.
Chapitre IV 83
Champ électrique (kV/cm)
14
(a)
18ns
12
10
8
0,67ns
6
3,3ns
4
6,7ns
2
9,9ns
0
0,00
0,05
0,10
0,15
0,20
0,25
0,30
Position (cm)
400
350
300
(b)
77ns
64ns
250
57ns
200
150
48ns
100
29ns
50
0
10-3
10-2
10-1
Position (cm)
Chapitre IV 84
400
88ns
(c)
350
300
98ns
250
118ns
200
150
156ns
100
50
0
283ns
10-3
10-2
10-1
Position (cm)
Figure IV.4. Variation spatio-temporelle du champ électrique: (a) avant le claquage, (b) au début de la
formation du plasma, (c) après le claquage
Dans la figure IV.4-a le champ électrique initial est d'environ 6 kV, il est toujours uniforme au
début de la décharge. Quand le champ électrique est spatialement uniforme, l'ionisation se
développe dans un champ constant. La charge d'espace varie et la longueur de la gaine
augmente linéairement avec le temps elle est due à la dérive rapide des électrons vers l'anode.
La figure IV.4-b montre l'évolution spatio-temporelle du champ électrique à l'instant t = 29,
48, 57, 64 et 77 ns. Les électrons atteignent l'anode et la longueur de la gaine atteint sa valeur
maximale, à ce moment, le champ électrique augmente pour assurer la continuité du courant.
A noter que la longueur de la gaine est définie comme la distance entre la cathode et le point
où la densité d'électrons est égale à une fois et demie la densité d'ions, après ce point, la
densité des électrons atteint rapidement celle des ions pour former le plasma. Il apparait sur
ces figures que le plasma est formé au bout de 36 ns (temps de claquage). Pendant ce temps,
les électrons migrent vers l'anode d'une distance d'environ 0,12 cm, ce qui correspond à la
longueur maximale de la gaine (voir figure IV.8). Toujours à cette période, à cause de
l'expansion de la formation du plasma, l'épaisseur de la gaine devient de plus en plus mince, et
à la fin de l'impulsion le champ électrique est réduite à sa valeur minimale qui est égale à
26,4 kV/cm à t = 283 ns (voir figure IV.4-c).
Chapitre IV 85
Densité électronique x 108(cm-3)
1,2x103
(a)
18ns
3
1,0x10
9,9ns
8,0x102
6,7ns
6,0x102
4,0x102
3,3ns
2,0x102
0,67ns
0,0
0,00
0,05
0,10
0,15
0,20
0,25
0,30
Densité électronique x 108 (cm-3)
Position (cm)
3,5x105
(b)
5
3,0x10
2,5x105
2,0x105
57ns
1,5x105
77ns
1,0x105
48ns
5,0x104
64ns
29ns
0,0
10-3
10-2
10-1
Position (cm)
Chapitre IV 86
Densité électronique x 108 (cm-3)
3,5x105
(c)
3,0x105
2,5x105
2,0x105
1,5x105
283ns
1,0x105
88ns
98ns
156ns
4
5,0x10
0,0
118ns
10-3
10-2
Position (cm)
10-1
Figure IV.5. Variation spatio-temporelle de la densité des électrons: (a) avant le claquage, (b) au début de la
formation du plasma, (c) après le claquage.
Figure IV.5-a montre l'évolution spatio-temporelle de la densité électronique avant le
claquage du gaz. Au début de la décharge, la densité d'électrons est égale à celle de la
préionisation soit 109cm-3 et est constante tout au long de l'espace de décharge. Quelques
instants plus tard, la densité commence à augmenter très lentement et ce avant le claquage du
gaz. Nous remarquons clairement l'expansion de la gaine à cette période. La migration des
électrons vers l'anode provoque un dépeuplement de la région de cathode de ces particules
chargées. Les ions plus lourds moins rapides peuplent cette région, ce qui contribue à la
création d'une zone de charge d'espace. La densité d'électrons dans la gaine diminue puis
augmente dans le plasma, ce qui contribue à sa formation (voir la figure IV.5-b). La gaine
commence à se contracter jusqu'à la formation du plasma (figure IV.5-c). L'augmentation de
la densité d'électrons est principalement due aux collisions des électrons de dans le gaz.
Chapitre IV 87
1,4x103
Densité ionique x 108 (cm-3)
(a)
1,2x103
18ns
1,0x103
9,9ns
2
8,0x10
6,7ns
2
6,0x10
4,0x102
3,3ns
2,0x102
0,67ns
0,0
0,00
0,05
0,10
0,15
0,20
0,25
0,30
Position (cm)
1,0x106
77ns
(b)
8,0x105
64ns
6,0x105
4,0x105
57ns
2,0x105
48ns
0,0
-3
10
29ns
10-2
10-1
Position (cm)
Chapitre IV 88
1,2x106
1,0x106
88ns
(c)
98ns
8,0x105
118ns
5
6,0x10
4,0x105
156ns
5
2,0x10
283ns
0,0
10-3
10-2
10-1
Position (cm)
Figure IV.6. Variation spatio-temporelle de la densité des ions: (a) avant le claquage, (b) au début de la
formation du plasma, (c) après le claquage.
La figure IV.6 illustre l'évolution spatio-temporelle de la densité d'ions dans l'espace avant et
après le claquage. La densité des ions varie dans la gaine à proximité de la cathode parce que
dans cette région, la puissance électrique de la décharge est complètement donnée à
l'accélération des espèces lourdes du plasma vers la cathode. La densité des ions augmente de
0 à 1,22x1011cm-3 dans la frontière entre la gaine et le plasma à l'instant t = 18 ns (figure IV.6a). Après le claquage, elle poursuit son ascension pour atteindre une valeur maximale de
1,091x1014cm-3 à l'instant t = 88ns, après ce temps, elle commence à diminuer jusqu'à ce
qu'elle atteigne une valeur minimale à l'instant t = 283 ns (figure IV.6-c).
Chapitre IV 89
IV.4.4. Evolution temporelle des espèces excitées
3,0x1014
(a)
Densité atomique (cm-3)
14
2,5x10
Xe*(3p2)
Xe*(3p1)
Xe** x 10
Ne* x 1000
2,0x1014
1,5x1014
1,0x1014
5,0x1013
0,0
0
50
100
150
200
250
300
350
400
Temps (ns)
6x1011
Densité des excimères (cm-3)
(b)
5x10
Xe2*(Ou+)
4x1011
Xe2*(1Σu+)
11
Xe2*(3Σu+)
3x1011
2x1011
1x1011
0
0
50
100
150
200
250
300
350
400
Temps (ns)
Figure IV.7. Variation temporelle de la concentration des: (a) espèces atomiques et (b) excimères
Afin d'observer l'évolution des espèces excitées, nous traçons sur la figure IV.7, les densités
de particules atomiques et des excimères pour la cinétique de NeXe-10%. Nous avons choisi
celle qui correspond à la liste des réactions chimiques de la référence [Be-12].
Au cours de la première impulsion, les espèces excitées produites par impact électronique
participent à des réactions chimiques entre les particules lourdes. Cette chimie est importante
pour la création d'espèces responsables de l'émission dans le spectre de l'ultraviolet lointain.
Chapitre IV 90
Les excimères sont créés en utilisant les collisions à trois corps par l'impact de Xe et Ne
(atomes neutres) sur les états métastable et résonant du xénon. Xe** et Ne* sont créés par
collisions des électrons sur Xe, Ne, Xe 2 +, Ne 2 + et Nexe+.
Les densités du xénon métastable et résonant sont de l'ordre de 2,83x1014cm-3 et 2,00x1014
cm-3 respectivement, et leurs décroissances sont causées par impact électronique avec des
atomes du xénon neutre.
Les densités du Xe** et du néon excités sont très faibles comparé à d'autres densités de
particules excitées, donc nous avons dû les multiplié par des facteurs pour montrer leur
évolution par rapport au xénon métastable et résonant. Leurs densités maximales respectives
atteignent la valeur de 2,18x1013cm-3 à t = 76 ns et 2,53x1010cm-3 à t = 75 ns (figure IV.7-a).
Les excimères Xe 2 *(O u +), Xe 2 *(3Σ u +) et Xe 2 *(1Σ u +) atteignent une valeur maximale de
5,02x1011cm-3 ; 5,84x1011cm-3 et 3,36x1011cm-3 respectivement (voir figure IV.7-b).
IV.4.5. Effet de la concentration du xénon
Longeur de la gaine (cm)
0,25
NeXe-20%
0,20
0,15
0,10
NeXe-10%
0,05
0,00
0
50
100
150
Temps (ns)
200
250
300
Figure IV.8. Evolution temporelle de la longueur de la gaine
La multiplication électronique dans la gaine conduit à sa contraction. Cette contraction ou
plus précisément, le déplacement de la frontière du plasma-gaine est dû au fait que ces
avalanches électroniques ont tendance à augmenter la densité du plasma au niveau de la limite
de la gaine cathodique. La longueur de la gaine atteint sa valeur maximale de 0,12 cm à 18 ns
pour 10% de xénon et la valeur de 0,21 cm à 26 ns pour 20% de xénon. L'épaisseur de la
gaine diminue jusqu'au temps t = 60 ns et t = 142 ns pour 10% et 20% de xénon,
Chapitre IV 91
respectivement. Après cette période, l'épaisseur de la gaine atteint un état quasi-stationnaire
jusqu'à la fin de l'impulsion.
500
(a)
NeXe-10%
400
300
NeXe-20%
200
100
0
0
100
200
300
400
500
600
700
Temps (ns)
1,2x106
(b)
NeXe-10%
6
1,0x10
8,0x105
NeXe-20%
6,0x105
4,0x105
2,0x105
0,0
0
100
200
300
400
500
600
700
Temps (ns)
Figure IV.9. Evolution temporelle de (a) champ électrique et (b) densité des ions
La variation temporelle de la densité des ions et du champ électrique à la cathode est tracée
sur la figure IV.9 pour 10% et 20% de concentration du xénon dans le néon. Après le
claquage, le champ électrique et la densité des ions augmentent rapidement. Cette
augmentation rapide du champ électrique active le processus d'accélération des électrons dans
la région cathodique. Ce processus est essentiel pour que les électrons acquièrent
suffisamment d'énergie pour l'excitation et l'ionisation. Le champ électrique atteint sa valeur
Chapitre IV 92
maximale de 447 kV/cm à t = 80 ns et 225 kV/cm à t = 204 ns pour 10% et 20% de xénon.
En ce qui concerne la densité des ions elle atteint sa valeur maximale de 1,10x1014cm-3 à t =
85 ns et 6,54x1013cm-3 à l'instant t = 208 ns pour 10% et 20% de xénon, respectivement.
Il a été noté que, pour des valeurs élevées de la concentration en xénon dans le mélange les
valeurs du champ électrique et de la densité des ions à la cathode tendent à diminuer.
Densité du courant
photonique et ionique (A/cm²)
102
100
102
NeXe-10%
100
10-2
10-2
10-4
10-4
NeXe-20%
-6
10
Je,p
Je,hν
10-8
10-10
10-9
10-8
Temps (ns)
10-7
10-6
10-8
10-10
Figure IV.10. Evolution temporelle de la densité du courant ionique et photonique
La figure IV.10 donne l'évolution dans le temps de la densité de courant d'électrons
secondaires issus de l'impact des ions et des photons sur la cathode pour une décharge DBD et
à une tension appliquée de 3 kV pour différents pourcentages de 10% et 20%. Par l'action du
champ électrique, les ions créés se déplacent vers la cathode et extraient un certain nombre
d'électrons secondaires.
IV.4.6. Etude des paramètres électriques et de la densité du photon 173nm sans la gaine
cathodique
Dans cette partie les paramètres de fonctionnement de la lampe sont les suivants:

Mélange NeXe à 10% de xénon.

Une pression du gaz à 400 torrs.

Une tension appliquée à 2kV.

Une capacité de 230pF.

Un coefficient d'émission secondaire γ à 0,1 et 0,25.

Une densité initiale d'électrons à 109 cm-3.
Chapitre IV 93
Sans la gaine
Vp
Tensions (kV)
2,0
I
25
Vd
20
1,5
15
1,0
10
0,5
5
0,0
0
50
100
Densité de courant (A/cm²)
2,5
0
200
150
Temps (ns)
Figure IV.11. Evolution temporelle du courant de la décharge I, tension du plasma V p et du diélectrique V d
25
sans la gaine
20
15
10
5
0
γ=0,1
1
10
100
γ=0,25
1000
Temps (ns)
Figure IV.12. Evolution temporelle du courant de la décharge sans la gaine et pour différentes valeurs du
coefficient d'émission secondaire
Chapitre IV 94
Densité du photon 173nm (cm-3)
1014
Sans la gaine
1013
1012
γ=0,25
γ=0,1
11
10
1010
109
108
107
106 0
10
101
102
103
Temps (ns)
Figure IV.13. Evolution temporelle de la densité du photon 173nm sans la gaine et pour différentes valeurs du
coefficient d'émission secondaire
La présence de la gaine cathodique en série avec la colonne positive (voir figure IV.1) peut
avoir une grande influence sur l'évolution de la tension, le courant de la décharge et sur la
cinétique chimique dans le plasma. Pour illustrer cet effet, nous avons tracé sur la figure
IV.11, l'évolution temporelle du courant de décharge, la tension du plasma et du diélectrique
sans prendre en considération la gaine. Ce résultat a été obtenu en résolvant les équations
cinétiques du modèle zéro-dimensionnel du plasma décrit dans le chapitre III dans le cas où la
colonne positive présente une distance égale à la distance inter-électrode (c'est à dire sans
tenir compte de la région de cathodique) couplée avec l'équation du diélectrique.
Nous remarquons que la durée d'impulsion est d'environ 200 ns et la densité du courant de
décharge atteint un pic de 23 A/cm². Nous rapportons sur les figures IV.12 et IV.13, la
variation dans le temps pendant une impulsion de décharge de la densité du courant et du
photon de 173 nm, obtenue avec le modèle unidimensionnel incluant la colonne positive, la
région cathodique et les équations du circuit, pour deux valeurs du coefficient d'émission
secondaires γ = 0,25 et 0,1.
Les valeurs de gammas déduites de mesures de [Au-1], [Li-4,Yo-1], ou de calculs [Ca-2] se
situent autour de 0,25 et de 3x10-3 pour le néon et le xénon respectivement. Nous avons donc
choisi d'étudié l'influence de gamma du néon en le variant autour de ça valeur référencée.
Nous remarquons clairement à partir des ces figures que les caractères électriques et
cinétiques du plasma sont fortement influencés par la présence de la région cathodique, mais
Chapitre IV 95
cette dernière ne peut être négligée dans les modèles théoriques développés pour étudier les
caractéristiques des DBD.
Nous notons que le courant de la décharge et la production des photons de 173 nm
augmentent avec des valeurs élevés du coefficient d'émission secondaire à la cathode.
IV.5. Conclusion
Dans ce travail, nous avons utilisé un modèle unidimensionnel de la région cathodique basé
sur la résolution des équations de transport couplée à l'équation de Poisson pour décrire la
formation de la gaine et par conséquent comprendre son rôle dans l'évolution de décharge
avant et après le claquage du gaz.
Ce modèle nous a permis de calculer la variation spatiotemporelle du champ électrique, la
densité des électrons et des ions, des particules chargées et excités, la variation du courant de
déplacement, et la densité du courant total. Nous avons étudié également l'effet de la
concentration du xénon sur la longueur de la gaine, l'évolution temporelle de la densité de
champ électrique d'ions, et la densité de courant ionique et photonique. Nous avons remarqué
que la longueur de la gaine augmente avec la concentration du xénon dans le mélange,
contrairement au champ électrique et à la densité ionique qui en diminues. Dans une seconde
partie nous avons effectué une étude de la DBD sans la gaine pour voir le comportement de la
décharge sans celle-ci, et nous avons remarqué que la gaine possède une grande influence sur
l'évolution des tensions V d et V p , sur le courant de la décharge et sur la cinétique chimique du
plasma. Le courant de la décharge et beaucoup plus puissant sans la gaine qu'avec celle-ci et
quand à l'influence du coefficient de l'émission secondaire à la cathode γ, lui aussi possède
une influence sur les paramètres cité précédemment.
Chapitre IV 96
CONCLUSION GENERALE
Nous avons présenté dans ce manuscrit l’étude d’une décharge à barrières diélectriques pour
lampe à excimère dans le mélange NeXe à l’aide des modèles numériques de décharge. La
lampe est alimentée par un signal sinusoïdal pour l'étude de la colonne positive afin
d'optimisation son efficacité UV et par un signal impulsionnel pour l'étude de la formation de
la gaine cathodique. Le travail de l'optimisation a permis d'explorer les différents paramètres
accessibles de l'excilampe pouvant avoir une influence sur l'efficacité UV de cette dernière.
Dans la première partie de notre travail nous avons utilisé le modèle cinétique zérodimensionnel du plasma qui repose sur la résolution d’un système d’équation cinétiques basé
sur un jeu de réaction simplifié et fournissant les variations temporelles de la densité
électronique dans le plasma et donc de la résistivité du milieu. La conductivité de chaque
élément du plasma ainsi défini est proportionnelle à la densité électronique dans cet élément
et a été obtenue par la résolution d’un système d’équations décrivant la cinétique électronique
couplée à la cinétique des espèces lourdes et au circuit extérieur de la décharge.
Les taux de réactions impliquant les électrons ont été tabulés en fonction du champ électrique
réduit E/N, à l’aide d’un code de résolution de l’équation de Boltzmann.
Grace à ce modèle (0D) nous avons pu décrire le comportement des paramètres électriques et
cinétiques de la décharge comme la tension du gap V p , la tension du diélectrique V d , la
tension appliquée V app , le courant de la décharge I, la puissance déposée par les électrons, et
la densité des espèces chargées, des excimères et des photons sans oublier l'efficacité UV
totale et partielle.
En ce qui concerne l'efficacité UV totale et partielle, elles sont peu influencées par la variation
de la capacité et par celle de la tension appliquée, mais elle réagit par une légère diminution à
la variation de la fréquence et une forte augmentation à celle de la pression et à celle de la
concentration du xénon dans le mélange. L'efficacité UV totale et partielle du 172nm
augmentent avec la pression et aussi avec le pourcentage du xénon, contrairement à
l'efficacité partielle du 147nm et du 152nm qui en diminue.
Nous avons pu décrire dans la seconde partie, d’une façon plus détaillée à l’aide du modèle
unidimensionnel, basé sur la résolution des équations de transport couplées à l’équation de
Conclusion Générale 97
Poisson pour le champ électrique,
la formation et l’évolution temporelle de la région
cathodique au court d'une impulsion de la décharge.
Par ce modèle (1D) nous avons calculé la variation spatiotemporelle du champ électrique, la
densité des électrons et des ions, des particules chargées et excités, la variation du courant de
déplacement, et la densité du courant total. Nous avons étudié également l'effet de la
concentration du xénon sur la longueur de la gaine, l'évolution temporelle du champ
électrique de la densité des ions, et la densité de courant ionique et photonique. Nous avons
aussi mis en évidence l'importance de la présence de la région cathodique en effectuant un
calcul en négligeant celle-ci. A partir des résultats de l'effet du coefficient de l'émission
secondaire sur la décharge nous avons déduit que le faite de ne pas négliger la gaine est
indispensable pour avoir une approche réaliste dans les modèles théoriques développés et
destinés à l'étude des DBD pour des excilampes. Et enfin les résultats de cette seconde partie
peuvent être considérés comme des informations importantes sur les excilampes pour de
futures applications pratiques.
Conclusion Générale 98
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Annexes
Liste des publications
•
K. Khodja and A. Belasri, Etude d’une DBD pour lampes à excimères dans un gaz de
xénon, Algerian Journal of Technology, AJOT, an International Publication of
Engineering Science, (2009), p.12, série B, Numéro special, ISNN 1111-357X.
•
A. Belasri, K. Khodja, S. Bendella and Z. Harrache, One-dimensional modelling of
DBDs in Ne–Xe mixtures for excimer lamps, J. Phys. D: Appl. Phys. Vol. 43 (2010) p.
445202
•
K. Khodja, H. Sisabeur and A. Belasri, One-dimensional modeling of a dielectric
barrier discharge in NeXe mixture, Application to excimer lamps, Advanced Materials
Research Vol. 227 (2011) pp 101-104
•
K. Khodja and A. Belasri, Sheath formation study in Ne-Xe DBD discharge, Radiation
Effects & Defects in Solids. Vol. 167, No. 10, October 2012, 734–742.
•
K. Khodja, M. Benyamina, H. Loukil, A. Belasri, Influence de la gaine cathodique
d’une DBD dans le mélange NeXe pour la production des rayonnements UV,
Communication Science & technologie N° 11. Juillet 2012, COST.
•
M. Benyamina, K. Khodja, F. Ghaleb and A. Belasri, Influence of the Gas
Temperature in Ozone Production of Mixture N 2 -O 2 , J. Chem. Chem. Eng. 6 (2012)
391-395.
•
H. Loukil, A. Belasri, K. Khodja and Z. Harrache, Theoretical Kinetics Investigation
of Xenon Dielectric Barrier Discharge for Excimer Lamp, IEEE Trans. Plasma Sci,
Vol. 42, No. 3, March 2014, 712-720.
•
M. Benyamina, A. Belasri and K. Khodja, Physicochemical investigation of
homogeneous pulsed discharge in N 2 /O 2 for ozone production, Ozone: Science &
Engineering, (in press).
Annexes 106
Liste des communications
•
Etude paramétrique d’une DBD dans le mélange NeXe pour lampe à excimère.
TriboMat’2010 - 1er Colloque International de Tribologie et Matériaux, Oran, Algérie,
Décembre 05 – 07, 2010.
•
Cinétique d’une décharge à barrière diélectrique pour lampe à excimer dans le
mélange Ne-Xe-HCl, TriboMat’2010 - 1er Colloque International de Tribologie et
Matériaux, Oran, Algérie, Décembre 05 – 07, 2010.
•
Modeling of a short-pulse excited dielectric barrier discharge XeCl(308nm) excimer
lamp, 30th ICPIG august 28th September 2th 2011, Belfast, Northem Ireland, UK.
•
Effect of the voltage rise time on xenon lamp efficiency, 6ème colloque international de
rhéologie et ses applications, 27-28 novembre 2011, USTO, Oran.
•
Modélisation unidimensionnelle d’une DBD dans le mélange Ne-Xe pour la
production des rayonnements UV, 6ème Colloque International de Rhéologie et ses
Applications, 27-28 novembre 2011, USTO, Oran.
•
Formation et dé excitation de l’exciplexe KrCl* dans une décharge à barrières
diélectriques, 6ème Colloque International de Rhéologie et ses Applications, 27-28
novembre 2011, USTO, Oran.
•
Modélisation d’une décharge à barrière diélectrique pour lampe à excimer de xénon,
4ème Conférence Nationale sur les Rayonnements et leurs Applications CNRA2011,
USTHB, 25-27 octobre 2011 Alger.
Annexes 107
Annexes 108
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Radiation Effects and Defects in Solids:
Incorporating Plasma Science and
Plasma Technology
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Sheath formation study in Ne–Xe DBD
discharge
a
K. Khodja & A. Belasri
a
a
Laboratoire de Physique des Plasmas, Matériaux Conducteurs et
leurs Applications LPPMCA, Département de Physique, Faculté des
Sciences, U.S.T.O., Oran, Algerie
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To cite this article: K. Khodja & A. Belasri (2012): Sheath formation study in Ne–Xe DBD discharge,
Radiation Effects and Defects in Solids: Incorporating Plasma Science and Plasma Technology,
167:10, 734-742
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Radiation Effects & Defects in Solids
Vol. 167, No. 10, October 2012, 734–742
Sheath formation study in Ne–Xe DBD discharge
K. Khodja* and A. Belasri
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Laboratoire de Physique des Plasmas, Matériaux Conducteurs et leurs Applications LPPMCA,
Département de Physique, Faculté des Sciences, U.S.T.O., Oran, Algerie
(Received 15 April 2011; final version received 29 October 2011)
The sheath is formed near the cathode immediately after applying the voltage across the electrodes. This
formation is mainly due to the depopulation of this region by electrons. Using the one-dimensional model
of the sheath region and the kinetic model coupled to the dielectric barrier discharge discharge electric
circuit, we studied the formation of the cathode sheath and its evolution during the first pulse in Ne–Xe
mixture for 10% and 20% of xenon at a total gas pressure of 400 Torr and for an applied voltage of 3 kV.
The results illustrate the discharge behaviors as well as the evolution of the electric field and the charged
particles in the cathode region. The effect of the xenon concentration is also studied and discussed.
Keywords: plasma; dielectric barrier discharge; cathode sheath; Ne–Xe mixture; electric field; electrons
and ions density
1.
Introduction
The dielectric barrier discharge (DBDs) in mixture of noble gases are widely used as ultraviolet
(UV) and vacuum UV (VUV) sources in excimer lamps and plasma display panels therefore
DBDs have received extensive studies in recent years (1). This kind of discharge is characterized
by the presence of dielectric material in the gap to prevent an arc discharge and it can generate
a non-local thermal equilibrium plasmas near atmospheric pressure in different gases or the gase
mixture (2–9) of Ar–Ne–Xe, He–Ne–Xe or Ne–Xe in which xenon is generally used as UV
excitation body while the other noble gas is used to reduce the operation voltage. As the dielectric
is an insulator, DBDs can only run with an alternative or pulsed voltage with a typical gap of a few
millimeters between the electrodes (10). The excimer and exciplex lamps have also many specific
applications; they are used in photomedicine treatment, water purification, photochemistry and the
liquid crystal display backlighting. These lamps are mercury-free systems so due to the potential
for environmental regulation they received more attention from the lighting industry (11–15). All
electric discharge lamps convert electrical energy into light by transforming electrical energy into
kinetic energy of moving electrons, which in turn is converted into UV radiations. The electricalto-UV conversion efficiency can be increased by employing the short pulsed voltage excitation
(16, 17). Several works were done on DBDs for excilamps, using different models in a pure gas
*Corresponding author. Email: [email protected]
ISSN 1042-0150 print/ISSN 1029-4953 online
© 2012 Taylor & Francis
http://dx.doi.org/10.1080/10420150.2011.638296
http://www.tandfonline.com
735
or gases mixture. Liu and Neiger (18) have developed a dynamic electrical model. The model
used by Carman et al. (19–21) analyzes the spatiotemporal evolution of species populations and
electrical parameters. Avtaeva and Kulumbaev (1) made a numerical analysis of similarity of two
different barrier discharges with a scale of 10 in Ne–Xe-0.05% mixture using a one-dimensional
drift-diffusion DBD model to prove that the ratio of the total radiation efficiencies of the two
DBDs is almost equal to 1 and considered similar. Beleznai et al. (22–24) reported that in the
xenon discharge lamp, most of the power is deposited in the high field region is in the vicinity of
the dielectric barrier about 21% of the total input power was used by ion heating.
The purpose of this paper is to study the sheath formation during the first pulse in Ne–Xe10% and Ne–Xe-20% mixture for the DBD excimer lamp, using the zero-dimensional model
for the positive column and one-dimensional model for the sheath, both of these models have
been developed to investigate the micro-discharge dynamics in DBDs and describe the electrical
and chemical proprieties in order to improve the excimer lamp operation and also to control the
VUV emission.
2.
Model description
In the present work, we developed the kinetic of Ne–Xe mixture and we used the zero-dimensional
model to describe the positive column which is supposed to be spatially uniform coupled to the
one-dimensional model to describe the cathode sheath as used in (7, 8, 25, 26).
The scheme of the excimer lamp studied in our work is shown in Figure 1; the applied voltage
through the discharge is given by the formulae:
Vapp (t) = Vd (t) + Vp (t) + Vcr (t),
where Vd , Vp and Vcr are the voltages of equivalent capacitance, positive column and cathode
region, respectively, for a given time t.
The relationship between Icr of the cathode region (equal to the current discharge) and Vcr at
the time t is given by
dcr
A ∂Vcr
A
[Je (x, t) + Jp (x, t)] dx,
+
Icr (t) = −ε0
dcr ∂t
dcr 0
where Je (x, t) and Jp (x,t) are, respectively, the electronic and the ionic current density for a given
position x and time t.
Figure 1.
Discharge model scheme including the cathode sheath and the positive column d = dcr + dp = 0.5 cm.
736
K. Khodja and A. Belasri
The electron density is obtained by resolving the continuity equation.
where Se+ (t) − Se− (t) is the source term of the continuity equation which takes into account all
the electron creation and loss processes.
The kinetic equations are resolved at the same time with the equation continuity in order to
describe the time evolution of species concentrations. The reactions used in this work with their
reaction rates are taken from (27, 28) and the tabulated rates are calculated using the Bolsig+
software (29).
In the kinetic scheme of Ne–Xe mixture, the kinetic equations are made for 16 chemical differ+
+
+
ent species (26): Ionized species; ne, Xe+ , Ne
NeXe+ , excited species; Xe*(3 p2 ),
, +Xe2 , Ne2 1, 3
+
3
Xe*( p1 ), Xe**, Ne*, Xe2 *(Ou ), Xe2 *(
u ), Xe2 *(
u+ ), and photons; hν(147 nm),
hν(150 nm), hν(173 nm).
In the one-dimensional model of the cathode region, the continuity equation is coupled with
Poisson’s equation to analyze the spatiotemporal evolutions of the electron and ion densities, the
electric field and the current density.
3.
Results and discussions
The discharge lamp was filled with a 10% of xenon in neon mixture with total pressure of pr =
400 Torr, the applied voltage is equal to 3 kV, a gas temperature of Tg = 300 K, electrode area
A = 1 cm2 , a gap length d = 0.5 cm, and a distance drc = 0.3 cm of the sheath region. The preionization density used is equal to 109 cm−3 , the coefficient of secondary emission γ due to the
ionic bombardment is equal to 0.1, and the dielectric capacitance Cd = 0.23 nF.
3.1.
The time variation of current densities
The variation of the different current densities at the cathode is shown in Figure 2.
The total current, displacement current, electron and ion current are calculated during the first
pulse at the cathode. The displacement current density is equal to total current density during the
first 50 nanoseconds. After that moment, the total current in the sheath is equal to the ionic current
12
Current density (A/cm²)
dne (t)
= Se+ (t) − Se− (t),
dt
JT
10
Jp
8
6
4
Je
2
Jd
0
0
50
100
150
200
250
Time (ns)
Figure 2. Time variation of current densities.
300
350
400
737
however, the displacement and the electron currents are negligible. The total current density
reaches a maximum value of 11.71 A/cm2 at the t = 83 ns.
3.2. The spatiotemporal variation of the electric field and charged particles
Figure 3 shows the spatiotemporal evolution of the electric field across the gap distance. From
Figure 3(a), we see that the initial electric field is uniform across the inter electrode distance at
t = 0 ns. The sheath length increases linearly with time due to the electrons rapid drift toward the
(a)
14
18ns
Electric field (kV/cm)
10
8
0.67ns
6
3.3ns
4
6.7ns
2
9.9ns
0
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
0.30
Position (cm)
(b) 400
350
300
77ns
64ns
250
57ns
200
150
48ns
100
29ns
50
0
10
-3
10
-2
10
-1
Position (cm)
(c) 400
88ns
350
12
300
98ns
250
200
118ns
150
100
50
0
156ns
283ns
-3
10
-2
10
-1
10
Position (cm)
Figure 3. Spatiotemporal variation of electric field: (a) before the gas breakdown, (b) at the plasma formation beginning,
(c) after the gas breakdown.
738
(a)
3
18ns
-3
Electrons density x 10 (cm )
1.2x10
3
1.0x10
8
9.9ns
2
8.0x10
6.7ns
2
6.0x10
2
4.0x10
3.3ns
2
2.0x10
0.67ns
0.0
0.00
0.05
0.20
0.25
0.30
5
5
3.0x10
8
-3
0.15
3.5x10
5
2.5x10
5
2.0x10
57ns
5
1.5x10
77ns
5
1.0x10
48ns
4
64ns
5.0x10
29ns
0.0
-3
10
-1
10
5
3.5x10
5
3.0x10
8
-3
-2
10
Position (cm)
(c)
0.10
Position (cm)
(b)
5
2.5x10
2.0x10
5
5
1.5x10
283ns
88ns
98ns
5
1.0x10
156ns
4
5.0x10
0.0
118ns
-3
10
-2
10
-1
10
Position (cm)
Figure 4. Spatiotemporal variation of electron density: (a) before the gas breakdown, (b) at the plasma formation
beginning, (c) after the gas breakdown.
anode (see Figure 4(a)). Note that the sheath length is defined as the distance between the cathode
and the point at which the electron density becomes equal to half times the density of ions, after
this point the electron density rapidly reaches that of the ions to form the plasma. Figure 3(b)
shows the spatiotemporal evolution of the electric field at t = 20, 48, 57, 64 and 77 ns. The growth
of the electric field in the cathode region is induced by the space charge and the plasma is formed
after about 30 ns (time to the gas breakdown). Since, at the end of the pulse, the electric field is
reduced to its minimum value to 26.4 kV/cm at t = 283 ns (see Figure 3(c)).
Figure 4(a) shows the spatiotemporal evolution of the electron density before the breakdown of
the gas. Initially, the electron density was tacked equal to the pre-ionization density of 109 cm−3
3
1.4x10
3
1.2x10
18ns
3
1.0x10
9.9ns
8
-3
Ions density x 10 (cm )
(a)
739
2
8.0x10
6.7ns
2
6.0x10
2
4.0x10
3.3ns
2
2.0x10
0.67ns
0.0
0.00
0.05
0.10
0.15
0.20
0.25
0.30
Position (cm)
6
1.0x10
5
8.0x10
8
-3
77ns
5
64ns
6.0x10
5
4.0x10
57ns
5
2.0x10
48ns
0.0
-3
10
29ns
-2
10
-1
10
Position (cm)
(c)
8
-3
(b)
6
1.2x10
6
1.0x10
88ns
98ns
5
8.0x10
118ns
5
6.0x10
5
4.0x10
156ns
5
2.0x10
283ns
0.0
-3
10
-2
10
-1
10
Position (cm)
Figure 5. Spatiotemporal variation of ions density: (a) before the gas breakdown, (b) at the plasma formation beginning,
(c) after the gas breakdown.
and is constant throughout the discharge space. Then, the movement of electrons toward the
anode causes a depopulation of the cathode region from the electrons. The less fast heavy ions
populate this region, which contributes to the creation of a space charge area. We notice clearly
the expansion of the sheath at this period. After this phase, it is instructive to note that the increase
of the electron density is due essentially to the gas ionization, which is responsible for the plasma
formation (see Figure 4(b)). Then, the sheath begins to contract until the formation of the plasma
(Figure 4(c)).
The Figure 5 illustrates the spatiotemporal variation of ion density in the gap before and after
breakdown. The ion density increases to reach 1.22 × 1011 cm−3 in the boundary between the
sheath and the plasma at t = 18 ns (Figure 5(a)). After the breakdown, one can see that the ion
density is more important in the sheath region. This density increases during the time to reach the
740
highest value of 1.091 × 106 cm−3 at t = 88 ns, after this time it starts to decrease and follows
the current pulse profile (Figure 5(c)).
3.3. Xenon concentration effect
The electron multiplication in the sheath due to high electric field leads to its contraction. This
contraction or more exactly, the displacement of the plasma-sheath boundary is due to the fact that
the electronic avalanches tend to increase the plasma density at the edge of the cathode sheath.
The sheath length (see Figure 6) reaches its maximum value due to the electrons drift toward
Sheath length (cm)
0.20
NeXe-20%
0.15
0.10
NeXe-10%
0.05
0.00
0
50
100
150
200
250
300
Time (ns)
Figure 6. Time evolution of sheath length.
(a)
500
NeXe-10%
400
300
NeXe-20%
200
100
0
0
100
200
300
400
500
600
700
Time (ns)
(b)
6
1.2x10
-3
1.0x10
8
0.25
8.0x10
NeXe-10%
6
5
NeXe-20%
5
6.0x10
5
4.0x10
5
2.0x10
0.0
0
100
200
300
400
Time (ns)
Figure 7. Time evolution of (a) electric field and (b) ions density.
500
600
700
Ionic and photonic
current density (A/cm²)
10
2
10
0
10
-2
10
-4
741
NeXe-10%
10
2
10
0
10
-2
10
-4
10
-6
10
-8
10
-10
NeXe-20%
10
-6
10
-8
10
Je,p
Je,hν
-10
10
-9
10
-8
10
-7
Time (s)
Figure 8. Time evolution of ionic and photonic current density.
the anode of 0.12 cm at 18 ns for 10% xenon and the value of 0.21 cm at 26 ns for 20% xenon.
The length of the sheath decreases until time t = 60 ns and t = 142 ns for 10% and 20% xenon,
respectively, and reaches its minimum at the end of the pulse.
The temporal variation of the electric field and ion density at the cathode are plotted in Figure 7
for 10% and 20% xenon in neon. After the gas breakdown, the electric field and the ion density
increase rapidly. The fast increase of the electric field near the cathode during the plasma formation
induce a fast increasing of electron velocity. The electric field reaches its maximum value of
447 kV/cm at the instance t = 80 ns and 225 kV/cm at t = 204 ns for 10% and 20% xenon,
respectively. Since the ions density reaches its maximum value of 1.1 × 1014 cm−3 at t = 85 ns
and 6.544 × 1013 cm−3 at t = 208 ns for 10% and 20% xenon, respectively. We note that for high
values of the xenon concentration in the gas mixture, the maximum values of the electric field
and ions density at the cathode decreases.
Figure 8 gives the time evolution during the current pulse of the secondary electrons current
densities due to the ions and photons impact on the cathode under the same conditions of Figure 2.
The ions are created by the action of the electric field move toward the cathode and extract a number
of secondary electrons.
4.
Conclusion
In this work, we used a one-dimensional model of the cathode region based on solving the transport equations coupled with Poisson’s equation to describe the sheath formation and therefore
understand its role in the discharge evolution before and after the gas breakdown. This model
describes the spatiotemporal variation of the electric field, time variation of displacement, electron, ion, and total current densities. We also study the xenon concentration effect on discharge
behaviors. We noticed that the sheath length increases with the increase of the xenon concentration
in the gas mixture, however the electric field and ion density at the cathode decrease.
Acknowledgements
This work was funded by the Algerian Ministry of Education and Research.
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© (2011) Trans Tech Publications, Switzerland
doi:10.4028/www.scientific.net/AMR.227.101
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The dielectric barriers discharges or silent discharges had knew these last years a great
progress, particularly in the area of ultraviolet light production, which produced by Xe2* excimer
molecules. This new application led to the realization of the nonpolluting excimer lamps. In this
work we develop a one-dimensional model of sheath coupled to a kinetic model in NeXe mixture.
Calculations were done for sixteen chemicals species in xenon concentration of 10% and under
pressure of 400 torr. The results illustrate the spatiotemporal evolution of the charged particles and
neutral species as well as the variations of the electric parameters of the lamp during the first pulse
discharge.
The dielectric barrier discharge can generate nonequilibrium thermodynamic plasma at the pressure
close to atmospheric pressure [1]. These lamps of excited species or excimer have advantages
compared to classical UV production [2,3] as the non-use of mercury in the gas mixture to avoid
serious consequences for the environment, they can be used in low temperature applications (glow),
and have an emission spectrum that can be adjusted with the gas mixture. In this work the discharge
is represented by two models, the zero-dimensional model to describe the positive column and the
one-dimensional model for the description of the cathode sheath [4]. The aim of this work is to
study the excimer lamp, and analyzing the electrical and kinetic parameters of the discharge,
including a study of the cathode region during the first pulse.
Fig. 1: Description of the lamp geometry
The surface electrodes is 1cm²
Fig. 2: Electrical equivalent circuit of discharge
The excilampe is shown schematically in figure 1. The dielectric layers are represented by two
capacitances (Cd1, Cd2) connected in series and Cd is their equivalent. Rp is the plasma variable
resistance (positive column) calculated by the 0D model. The discharge is traversed by a current I.
If we consider the voltage Vp at the edges of the resistance, Rp can be written as:
.
(1)
In the positive column, the current density is calculated from the electronic parameters:
All rights reserved. No part of contents of this paper may be reproduced or transmitted in any form or by any means without the written permission of TTP,
www.ttp.net. (ID: 41.102.223.49-02/05/11,23:37:36)
102
Laser and Plasma Applications in Materials Science
.
(2)
With equations (Eq. 1) and (Eq. 2) we can deduce the relationship which binds the resistance
density:
=
.
(3)
. . .µ
Vd, Vp, Vrc are respectively the voltages of: equivalent capacitance, positive column, and sheath,
then we can write the following formula:
.
(4)
The current in the plasma is derived from the electron density at time t by the formula:
. . ( ).µ ( ).
( )=
(5)
.
The voltage Vd is deducted from the following equation:
1
=
∫ () .
(6)
The electron density is obtained by solving the continuity equation:
()
= +( ) − −( )
(7)
Se+(t) – Se-(t) is the source term take account of the process of electrons creation and loss
(ionization, recombination...).
:
e+Xe→Xe++2e
e+Ne→Ne++2e
Tabulated(cm3s-1)
Tabulated(cm3s-1)
[5]
[5]
NeXe++Xe→Xe++Ne+Xe
NeXe++Xe→Xe2++Ne
5x10-10 (cm-3s-1)
5x10-12 (cm-3s-1)
[6]
[6]
e+Xe→Xe*(3p2)+e
e+Xe→Xe*(3p1)+e
e+Ne→Ne*+e
e+Xe→Xe**+e
Tabulated(cm3s-1)
Tabulated(cm3s-1)
Tabulated(cm3s-1)
Tabulated(cm3s-1)
[5]
[5]
[5]
[5]
e+ Xe*(3p2)→Xe++2e
e+Ne*→Ne++2e
Tabulated(cm3s-1)
Tabulated(cm3s-1)
[5]
[5]
2x10-12 (cm-3s-1)
10-10 (cm-3s-1)
3.1x10-14 (cm-3s-1)
1.62x10-16 (cm-3s-1)
2.18x10-14 (cm-3s-1)
1.26x10-16 (cm-3s-1)
1.55x10-31 (cm-6s-1)
8.53x10-32 (cm-6s-1)
[6]
[6]
[6]
[6]
[6]
[6]
[6]
[6]
Ne*+Xe→Ne+Xe++e
7.5x10-11 (cm-3s-1)
[6]
4.07x10-32 (cm-6s-1)
[6]
Ne*+Xe→NeXe++e
2.3x10-11 (cm-3s-1)
[6]
Xe**+Ne→Xe*(3p2,3p1)+Ne
Xe**+Xe→Xe*(3p2,3p1)+Xe
Xe*(3p1)+Ne→Xe*(3p2)+Ne
Xe*(3p2)+Ne→Xe*(3p1)+Ne
Xe*(3p1)+Xe→Xe*(3p2)+Xe
Xe*(3p2)+Xe→Xe*(3p1)+Xe
Xe*(3p1)+2Xe→Xe2*(Ou+)+Xe
Xe*(3p2)+2Xe→Xe2*(3Σu+)+Xe
Xe*(3p1)+Xe+Ne→Xe2*(Ou+)+N
e
Xe*(3p2)+Xe+Ne→Xe2*(3Σu+)+
Ne
Xe2*(Ou+)+Xe→Xe2*(1Σu+)+Xe
1.35x10-32 (cm-6s-1)
[6]
Ne++2Ne→Ne2++Ne
e++Xe+Ne→NeXe++Ne
Xe++2Ne→ NeXe++Ne
Xe++2Xe→ Xe2++Xe
Xe++Xe+Ne→ Xe2++Ne
Ne2++e→Ne*+Ne
Xe2++e→Xe**+Xe
NeXe++e→Xe**+Ne
4.4x10-32 (cm6s-1)
10-31 (cm6s-1)
10-31 (cm6s-1)
2.5x10-31 (cm6s-1)
1.5x10-31 (cm6s-1)
3.7x10-8 Te-0,43
(cm3s-1)
2x10-7 Te-0,5 (cm3s1
)
8x10-8 Te-0,5 (cm3s1
)
[6]
[6]
[6]
[6]
[6]
Xe**→Xe*(3p2,3p1)+hν
Xe*(3p1)→Xe+hν(147nm)
Xe2*(1Σu+)→2Xe+ hν(173nm)
Xe2*(3Σu+)→2Xe+ hν(173nm)
Xe2*(Ou+)→2Xe+ hν(150nm)
2.6x10
-10
3 -1
(cm- s )
3x107 (s-1)
2.7x106 (s-1)
5x108 (s-1)
1.66x108 (s-1)
9x106 (s-1)
[7]
[6]
[6]
Table 1: List of reaction processes and the coefficients used in the present work
[6]
[8]
[8]
[8]
[8]
[8]
Advanced Materials Research Vol. 227
103
In our lamp ultraviolet radiation is produced by the radiative decay of atomic and molecular xenon
high levels (Xe*(3p1), Xe*(3p2), Xe2*(Ou+), Xe2*(1∑u+), Xe2*(3∑u+)). The following table (Table 1)
reveals the reactions taken into account with reference of the rates coefficients tabulated. The
transport coefficients of the direct ionization, excitation and stepwise ionization are tabulated as a
function of reduced electric field (E/N), using software BOLSIG developed by J.P. Bœuf et L.C.
Pitchford [5].
The parameters of the dielectric barrier discharge in NeXe mixture were calculated under the
following conditions:
Gas composition Ne-90%, Xe-10%, an applied voltage of 2kV, a gas pressure of 400 torr, a gap
discharge of d=dpl+drc=0.5cm, the electrode surface of 1 cm2, the dielectric capacitance set to
0.23nF, the preionization density is equal to 109 cm-3, a gas temperature of 300K, and for a
coefficient of secondary emission due to the ionic bombardment γ = 0.1.
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2 #4
Fig. 3: Temporal variation of I, Vd, Vp, and Vg
1
1 11
1 1
1 1
! #
1 1
2
1 1:
1 10
4
Fig. 4: Spatial distribution of the charged
particles and electric field in the cathode region
at t=1200ns
In figure 3 we see that all throughout the pulse discharge equation 4 is verified. Vd begins to
increase by dielectric charge effect until it reaches a maximum which corresponds to the applied
voltage, while the positive column voltage Vp and the voltage Vg of the sheath decreases during gas
breakdown and plasma formation to reach a very low value. Under our conditions the duration of
the current pulse is 1200ns and the current reaches a maximum of 1.77 A at t = 280ns. The
breakdown time is t = 120ns, it’s required time that the gas becomes conductive and the plasma
begins to form.
In Figure 4, we can see the spatial distribution of electric field and electron and ion densities at
t=1200ns, at this time the plasma is already formed and the length cathode sheath is about 0.01 cm.
At this moment the plasma is formed near the anode, the electric field increase in the sheath and
reaches its maximum value of 1.08x104 V/cm.
In order to observe the evolution of the excited and charged species, we plot in figure 5 the densities
of charged, excited, neutrals particles, and photons for the kinetic NeXe-10% that we have chosen
for the list of chemical reactions (see Table 1). We considered 36 collisional processes for 16
different species, this reaction system is quite sufficient to describe the electrical discharge
properties. We can see that the phase of decreasing current pulse is characterized by rapid growth of
ionized and excited species densities and the densities of certain species reach their maximum value
and stabilize at that time. Electron density begins with a value that corresponds to the density of
preionization to reach a maximum value of 1.25x1013 cm-3 due to the ionization. The densities of
xenon metastable and resonant are in the order of 1.09x1014 cm-3 and 2.76x1012 cm-3 respectively.
The excimer Xe2*(3∑u +) and hν(173nm) reach a maximum value of 2.77x1011 cm-3 and 7x109 cm-3
respectively.
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4
4
111
11
2 #4
Fig. 5: Temporal variation of species density in the plasma
In this work we presented the results of the excimer lamp modeling. The zero-dimensional model
describing the behavior of the positive column in the DBD excimer lamp of NeXe-10% mixture,
allows to calculates the time evolution of pulsed discharge densities, current, voltages (Vd, Vp, Vg),
and the densities of charged-excited particles and photons.
The one-dimensional model describing the behavior of the cathode region, allows analyzing the
formation of the sheath, and the spatiotemporal variation of the electric field, ion and electron
densities. These models and results contribute to the study of a uniform plasma formation
conditions, in a gas at high pressure for excimer lamp.
[1] B. Eliasson and W. Egli: Helv. Phys. Acta Vol. 60 (1987), p. 241
[2] U. Kogelschatz, H. Esrom, J.Y. Zhang and I.W. Boyd: Applied Surface Science Vol. 168
(2000), p. 29
[3] E.A. Sosnin, M.V. Erofeev and V.F. Tarasenko: J. Phys. D: Appl. Phys Vol. 38 (2005), p. 3194
[4] A. Belasri, S. Bendella and T. Baba-Hamed: Phys. Plasmas Vol. 15 (2008), p. 1
[5] BOLSIG. KINEMA. Software. http://www.siglo-kinema.com
[6] J. Meunier, Ph. Belenguer and J.P. Boeuf: J. Appl. Phys Vol. 78 (1995), p. 731
[7] M. Kushner and S. Rauf: J. Appl. Phys Vol. 85 (1999), p. 3460
[8] J. Ouyang and F. He, J. Miao: J. Appl. Phys Vol. 101 (2007), p. 043303
doi:10.4028/www.scientific.net/AMR.227
One-Dimensional Modeling of a Dielectric Barrier Discharge in NeXe Mixture,
Application to Excimer Lamps
doi:10.4028/www.scientific.net/AMR.227.101
Communication Science & technologie N° 11. Juillet 2012
COST
INFLUENCE DE LA GAINE CATHODIQUE D’UNE DBD DANS LE MELANGE
NEXE POUR LA PRODUCTION DES RAYONNEMENTS UV
Khadidja Khodja, Mokhtaria Benyamina, Halima Loukil, Ahmed Belasri
Laboratoire de Physique des Plasmas, Matériaux Conducteurs et leurs Applications.
Département de Physique. Faculté des Sciences. U.S.T.O El M’NAOUER B.P. 1505 Oran (ALGERIE)
[email protected]
Résumé:
La recherche sur les plasmas a trouvé ces dernières années des applications industrielles très intéressantes
et d’une grande importance. L’étude des plasmas chauds a permis aux chercheurs de trouver une nouvelle
source d’énergie qu’est le Tokamak. On retrouve d’autres applications et qui font appel maintenant au
plasma froid ; tel que la génération d’ozone, la dépollution, les écrans ou les lampes à plasma. Ces lampes à
espèces excitées ou à excimères sont de plus en plus utilisées grâce aux avantages qu’elles présentent
comme la non utilisation du mercure évitant ainsi des conséquences grave sur la santé et l’environnement, et
l’émission du spectre qui peut être réglée avec le mélange gazeux utilisé. Une application spécifique des
DBD concerne les dispositifs destinés à produire un rayonnement UV, créé par des excimères ou des
exciplexes ces dispositifs sont appelés lampes à excimère ou excilampes. Dans ce travail nous présentons
une étude sur l’évolution de la gaine cathodique au cours d’une impulsion de courant. Nous avons développé
un modèle unidimensionnel couplé aux équations cinétiques et au circuit extérieur de la décharge. Les
résultats présentés sont obtenus grâce à la résolution des équations de continuités avec l’équation de
Poisson.
Abstract.
In recent years the research on plasmas has found very interesting and important industrial applications.
The hot plasmas study has enabled the researchers to find a new source of energy which is the Tokamak.
There are other applications which is used now the cold plasma, such as ozone generation, pollution control,
display panels or plasma lamps. These excited species lamps or excimer lamps are increasingly used due to
their advantages such as non-use of mercury thus avoiding serious consequences on health and the
environment, and the spectrum emission which can be set with the gas mixture used. A specific application of
DBD for devices intended to produce UV radiation, created by excimer or exciplex these devices are called
excimer lamps or excilampes. In this work we present a study on the evolution of the cathode sheath during a
current pulse. We have developed a one-dimensional model coupled to the kinetic equations and the external
circuit of the discharge. The results presented are obtained by solving the continuity equations with the
Poisson equation.
Mots clés: Lampe à excimère/ Décharge à barrières diélectriques/ Xénon/ Néon/ Gaine cathodique.
Key words: Excimer lamp/ Dielectric barrier discharge/ Xenon/ Neon/ Cathode sheath.
1. Introduction
Les décharge à barrières diélectriques sont de plus
en plus utilisées dans la technologie de la
génération
d’un
plasma
hors
équilibre
thermodynamique à des pressions proches de la
pression atmosphérique dans les gaz ou différents
mélanges de gaz [1-3]. Ce genre de décharges est
caractérisé par la présence d’au moins un
diélectrique dans la distance inter-électrodes.
Il existe beaucoup d’applications industrielles des
DBD en particulier la génération de l’ozone [4-6],
le traitement de surface [7, 8], la dépollution
contrôlée par plasma [8, 9], et la production des
ultraviolet [2,3, 11, 12].
Dans ce travail nous avons choisi d’étudier le
comportement de la gaine cathodique d’une DBD
dans le mélange NeXe-10%. Un modèle
unidimensionnel a été développé pour analysé
l’évolution de la gaine cathodique au court d’une
impulsion de courant [13]. Les résultats présentés
dans ce travail concerne l’évolution temporelle du
courant de décharge
et la variation
spatiotemporelle du champ électrique, de la
densité ionique et électronique.
2. Modèle unidimensionnel de la région
cathodique
La région cathodique est décrite par le modèle
fluide unidimensionnel. Les électrons et les ions
sont décrits par les équations de continuité :
ne neve

 Se
t
x
n p n p v p

 Sp
t
x
(1)
(2)
Où ne et np sont les densités des électrons et des
ions respectivement, Se et Sp sont les termes
source de ces particules, ve et vp sont leurs vitesses
de dérive. Ces équations représentent la
conservation de la charge. Les termes sources des
équations de continuité Se et Sp rendent compte
des créations et des pertes des particules chargées
avec les molécules du gaz. Les termes neve et npvp
sont décrit comme suit :
neve  De
neve  De
 ²V  
e
0
ne
 e Ene
x
(3)
ne
 e Ene
x
(4)
( n p  ne )
(5)
COST
Les indices e et p correspondent aux électrons et
aux ions respectivement. D et  sont le
coefficient de diffusion et la mobilité. Ces
équations sont couplées à l’équation de Poisson
(équation (5)), car cette équation donne la
variation du champ électrique en fonction de la
charge d’espace [13].
Figure 1 : Schéma du modèle de la décharge
incluant la région cathodique (1D) et le plasma
(0D). d=drc+dpl=0,5 cm
3. Conditions de calcul
Les calcules pour les paramètres de la décharge à
barrière diélectrique dans le mélange NeXe, ont
été effectués sous les conditions suivantes :
Tableau 1 : Paramètres de la lampe
Paramètres
Valeurs
Composition du gaz
Tension appliquée
Pression
Distance inter – électrode
Surface des électrodes
Capacité du diélectrique
Densité de pré – ionisation
Ne-90%, Xe-10%
3 kV
400 torrs
0,5 cm
1 cm2
0,23nF
109 cm-3
4. Résultats et discussions
4.1. Evolution spatiotemporelle du champ
électrique et des densités des espèces chargées
pendant la formation de la gaine
Sur la figure (2) nous avons tracé la variation
temporelle du courant de la décharge I, pour une
tension appliquée de 3kV à une pression de 400
torrs.
Lorsqu’on applique une tension aux bornes des
électrodes le gaz ne claque pas immédiatement, il
faut naturellement un temps de l’ordre des
nanosecondes avant que le gaz ne devient
conducteur. Ce temps correspond à celui
nécessaire pour que l’ionisation et l’émission
Courant de la décharge (A)
7
t6=110ns
t5=76ns
6
0,4
5
0,3
t 3 =9,9ns
0,2
4
0,1
t 2 =6,7ns
t 1 =3,3ns
0,0
3
t7=140ns
0
2
4
6
8
10
12
région proche de la gaine dés les premières nano
secondes de la décharge, ceci est dû à la formation
de la charge d’espace dans cette région.
7
secondaire aient crée suffisamment de charge pour
assurer l’auto entretient de la décharge et est
appelé temps de retard ou temps de claquage, ce
temps est défini comme le temps au bout du quel
le courant atteint 5% de sa valeur maximale.
COST
6
5
4
3
t2=6,7ns
2
t3=9,9ns
1
0,00
2
t1=3,3ns
0,05
0,10
0,15
0,20
0,25
0,30
Distance (cm)
t4=29ns
1
0
0
50
100
150
200
250
300
Figure 3 : Variation spatiotemporelle du
champ électrique avant le claquage
10
t3=9,9ns
8
t2=6,7ns
6
4
t1=3,3ns
2
0
0,00
0,05
0,10
0,15
0,20
0,25
0,30
Distance (cm)
Figure 4 : Variation spatiotemporelle de la
densité électronique avant le claquage
10
-3
Densité ionique x 10 (cm )
Figure 2 : Variation temporelle du courant de
la décharge avant et après le claquage
Avec nos conditions de calcul la durée de
l’impulsion de courant est de 300ns et le courant
atteint un maximum de 6,64 A à t=96ns. Le temps
de claquage calculé correspond à t=27ns. C’est le
temps nécessaire pour que le gaz devienne
conducteur et le plasma commence à se formé.
Sur cette même figure nous avons précisé les
temps (t1…t7) utilisés dans l’étude de la
distribution spatiale des particules chargées et du
champ électrique avant et après le claquage dans
la région cathodique et pour pouvoir suivre cette
distribution spatiale à travers l’impulsion du
courant.
4.2. Variation spatiotemporelle du champ
électrique de la densité des particules chargées
avant le claquage
La distribution spatiale du champ électrique, de la
densité ionique et la densité électronique avant le
claquage à différents instants sont montré sur les
figures (3, 4 et 5). La largeur de la gaine augmente
d’une façon régulière dans le temps avant le
claquage. La longueur de la gaine étant définie
comme étant la distance entre la cathode et le
point pour lequel la densité d’électrons devient
égale à la moitié de la densité d’ions (après ce
point la densité électronique rejoint très
rapidement à la densité des ions pour former le
plasma). Durant cette période de la décharge le
champ électrique est initialement constant et égale
à 6kV/cm. Il commence à se distordre dans la
10
-3
Densité électronique x10 (cm )
Temps (ns)
10
t3=9,9ns
9
8
t2=6,7ns
7
6
5
4
3
t1=3,3ns
2
1
0
0,00
0,05
0,10
0,15
0,20
0,25
0,30
Distance (cm)
Figure 5 : Variation spatiotemporelle de la
densité ionique avant le claquage
La multiplication électronique dans la gaine
augmente avec le temps (voir figure 4) et atteint
des valeurs très élevées rapidement pour nourrir le
50
12
-3
Densité x 10 (cm )
(a)
np
2,5
40
2,0
30
1,5
ne
20
1,0
10
0,5
E
0,0
0,00
0,05
0,10
3,0
0
0,20
0,15
40
np
300
250
200
30
150
ne
20
100
10
50
E
0
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0
0,030
0,025
-3
12
Densités x 10 (cm )
50
350
(c)
Distance (cm)
t7=140ns
40
250
(d)
np
35
12
-3
200
30
25
150
ne
20
100
15
10
50
5
E
0
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
0
0,030
t4=29ns
t6=110ns
60
plasma en électrons et en ions à l’interface plasma
gaine. Avant le claquage cette interface se déplace
en direction de l’anode alors qu’après le claquage
on observe une expansion du plasma vers la
cathode.
4.3. Variation spatiotemporelle du champ
électrique de la densité des particules chargées
après le claquage
L’évolution spatiotemporelle du champ électrique,
la densité ionique et la densité électronique après
le claquage du gaz sont montrées dans les figures
(6). Le champ électrique augmente dans la gaine
cathodique, décroît dans le plasma tout en restant
constant dans la colonne positive.
A partir de 29ns (figure 6.a) la gaine commence à
se rétracter rapidement. La largeur de la gaine
passe de 0,12cm à t=18ns avant le claquage du
gaz (figure 6.a et 6.b) à 0,004cm à t=90ns après le
claquage du gaz (figure 6.c et 6.d), et prend une
valeur quasi stationnaire jusqu’à la fin de
l’impulsion.
COST
Distance (cm)
Figure 6 : Evolution temporelle de la
distribution spatial du champ électrique, de la
densité électronique et ionique dans la région
cathodique
4.4. Variation de la longueur de la gaine et de
la densité des courants pendant l’impulsion de
la décharge
Distance (cm)
50
350
(b)
np
300
250
40
200
30
150
20
ne
100
10
50
E
0
0,00
0,01
0,02
0,03
Distance (cm)
0,04
0
0,05
12
-3
60
Longueur de la gaine (cm)
0,14
t5=76ns
0,12
0,10
0,08
0,06
0,04
0,02
0,00
0
25
50
75
100
125
150
Temps (ns)
Figure 7 : Variation temporelle de longueur de
la gaine durant la phase de formation du
plasma
rapide des ions dans la gaine entraînent une
augmentation de l’émission des électrons
secondaires à la cathode.
Densités du courant (A/cm²)
7
6
COST
Je
Jp
5
Jd
4
Jtot
3
2
1
0
0
50
100
150
200
250
300
Temps (ns)
Figure 8 : Variation temporelle des différents
types de courant à la cathode
La figure 8 représente la variation temporelle des
différents types de courant à la cathode ou Jd, Je,
Jp, Jtot, sont respectivement le courant de
déplacement, d’électrons, d’ions, et total.
La continuité du courant impose que le courant
total soit défini par :
Jtot(t)=Jd(t)+Je(t)+Jp(t)
(6)
5. Conclusion
Le modèle unidimensionnel décrivant le
comportement de la région cathodique de la DBD
pour le mélange NeXe-10%, permet d’analyser la
formation de la gaine et l’évolution
spatiotemporelle du champ électrique et des
densités ionique et électronique.
L’augmentation rapide du champ électrique au
voisinage de la cathode au moment de la
formation du plasma conduit à une multiplication
électronique très élevée dans la gaine cathodique,
ce qui induit une croissance de la densité ionique
et donc le champ électrique. Les valeurs très
élevées du champ électrique et l’accroissement
Références
[1] B. Eliasson, W. Egli, Helv, Phys. Acta. 60
(1987) 241-47.
[2] A. Belasri, K. Khodja, S. Bendella and Z.
Harrache, J. Phys. D: Appl. Phys. 43 (2010)
445202 (10pp).
[3] K. Khodja, H. Sisabeur, A. Belasri, Advanced
Materials Research. 227 (2011) 101-104.
[4] U. Kogelschatz, Plasma Chem. Plasma
Process. 23 (2003) 1.
[5] W. Siemens, Poggendorff ’s Ann. Phys.
Chem. 102 (1857) 661857.
[6] B. Eliasson, M. Hirth, U. Kogelschatz, J. Phys.
D: Appl. Phys. 20 (1987) 1421.
[7] S. Kanazawa, M. Kogoma, T. Moriwaki, S.
Okazaki, J. Phys. D: Appl. Phys. 21 (1988) 838.
[8] F. Massines, C. Mayoux, R. Messaoudi, A.
Rabehi, P. Segur, Proceeding of 10th Int. Conf. on
Gas Discharges and Their Applications Swansea,
UK, 1992 p 730.
[9] E.J. Clothiaux, J.A. Koropchak, R.R. Moore,
Plasma Chem. Plasma Process. 4 (1984) 15.
[10] D.G. Storch, M.J. Kushner, J. Appl. Phys. 73
(1993) 51.
[11] U. Kogelschatz, H. Esrom, J.Y. Zhang, I.W.
Boyd, Applied Surface Science, 168 (2000) 29-36.
[12] E.A. Sosnin, M.V. Erofeev, V.F. Tarasenko,
J. Phys. D:Appl. Phys. 38 (2005) 3194–3201.
[13] A. Belasri, S. Bendella, T. Baba-Hamed,
Phys. Plasmas. 15 (2008) 1-7.
Auteur: Melle KHODJA Khadidja
Laboratoire de Physique des Plasmas, Matériaux Conducteurs et leurs
Applications
Faculté de Physique, Département de Physique Energétique
Université d'Oran des Sciences et de la Technologie, USTO-MB El
M’NAOUER B.P. 1505 Oran (ALGERIE)
Chercheur à l'Unité de Recherche Appliquée en Energies Renouvelables,
URAER, Centre de Développement des Energies Renouvelables, CDER, 47133,
Ghardaïa, Algérie
Laboratoire de Physique des Plasmas, Matériaux Conducteurs et leurs
Applications.
Etude unidimensionnelle d’une décharge à barrières diélectriques dans le
mélange NeXe; application à l'optimisation de l'efficacité d'une lampe à excimère
Résumé: Ce travail est consacré à une étude unidimensionnelle d'une décharge à barrière diélectrique
dans le mélange NeXe pour une optimisation de l'efficacité d'une lampe à excimère. Dans ce travail
nous nous intéressons plus particulièrement aux propriétés électrique et cinétique de la décharge à
barrière diélectrique dans le mélange NeXe. Le xénon est choisi pour son importante luminescence
dans la gamme de l'ultraviolet et de l'ultraviolet lointain aux alentours de 172nm avec une énergie de
7,2eV. La lumière mise en évidence expérimentale d'une décharge à xénon été au début dans le but
d'obtenir une émission laser du système excimère effectué par Basov en 1970. Notre étude est motivée
par l'intérêt que suscite ce type de décharge dans de nombreuses applications industrielles notamment
dans la réalisation des lampes à grande intensité lumineuse.
Le but de ce travail est d'étudié les propriétés électriques et cinétiques de la décharge à
barrières diélectriques dans la lampe à excimère pour le mélange NeXe à différentes concentrations, en
utilisant un modèle cinétique pour la colonne positive (plasma) et un modèle unidimensionnel pour la
région cathodique (la gaine).
Cette description permet d'analyser le comportement spatiotemporel des densités des espèces
chargées, les caractéristiques électriques, et de calculer l'efficacité lumineuse de la lampe.
Mots-clés: Décharge à barrière diélectrique, Efficacité lumineuse, lampe à excimères, Néon, Xénon,
Taux de réactions électronique, Modèle Cinétique, Modèle unidimensionnel, Mélange NeXe.
Laboratory of Plasma Physics, Conducting Materials and their Applications
One-dimensional study of dielectric barrier discharge in NeXe mixture;
application to the optimization of excimer lamp efficiency
Abstract: This work is devoted to one-dimensional study of dielectric barrier discharge in NeXe
mixture for excimer lamp efficiency optimization. In this work we are particularly interested in
electrical and kinetic properties of the dielectric barrier discharge in NeXe mixture. Xenon is chosen
for its high luminescence in the range of ultraviolet and far-ultraviolet radiation around 172nm with
energy of 7.2 eV. The experimentally demonstrated light of xenon discharge was at the beginning in
order to obtain laser emission of excimer system performed in 1970 by Basov. Our study is motivated
by the interest in this type of discharge in many industrial applications including the achievement of
high light output lamps.
The aim of this work is to study the electrical and kinetic properties of the dielectric barrier
discharge excimer lamp in NeXe mixture at different concentrations, using a kinetic model for the
positive column (plasma) and a one-dimensional model for cathodic region (sheath).
This description is used to analyze the spatial and temporal behavior of charged species
densities, electrical characteristics, and calculate the luminous efficacy of the lamp.
Keywords: Dielectric barrier discharge, Luminous efficiency, Excimer lamp, Neon, Xenon, Electronic
rate coefficient, Kinetic model, One-dimensional model, NeXe mixture.

Etude unidimensionnelle d`une décharge à barrières diélectriques

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