Aerodynamic study of atmospheric-pressure plasma jets

Les jets de plasmas froids à pression atmosphérique (JPPAs) peuvent être créés par des décharges impulsionnelles à répétition élevée produisant des ondes d'ionisation (OIs). Le gaz du jet, généralement un gaz noble, guide l'OI en aval, excitant et ionisant les espèces le long de l'axe du flux. Les JPPAs sont des plasmas faiblement ionisés et conservent les propriétés mécaniques de leurs homologues neutres.

En conséquence, une description des JPPAs devrait inclure des dynamiques de plasma et de fluide couplées. Dans ce travail, nous étudions l’aérodynamique des JPPAs en utilisant des expériences et la modélisation computationnelle. Des expériences ont été menées sur des réacteurs de JPPA en argon pur pour étudier leurs OIs (imagerie rapide), l’écoulement de gaz (imagerie Schlieren), la densité de l’argon métastable Ar(1s5) (spectroscopie d'absorption laser) et leurs émissions optiques (spetroscopie d’émission).

Les études de modélisation computationnelle utilisent le Software Package for Aerothermodynamics Radiation and Kinetics (SPARK), initialement développé pour modéliser les plasmas de rentrée atmosphérique, mais adapté dans cette thèse à des conditions subsoniques, transitoires et hors équilibre thermique local, typiques des JPPAs. Expérimentalement, nous avons étudié les JPPAs d'argon générés dans un réacteur cylindrique par décharge à barrière diélectrique (DBD). Le jet principal d'argon est protégé par un flux coaxial gazeux composé d'un mélange de N2 et O2. Nous appliquons des impulsions de haute tension d’amplitude (4 kV à 6 kV) carrées à haute fréquence de répétition (10 kHz à 20 kHz), chaque impulsion de tension créant deux décharges: une à sa montée et l'autre à sa descente.

La première décharge se propage sous forme d'OI, avec une émission lumineuse filamentaire pour des fréquences de répétition inférieures à 10 kHz et une émission diffuse pour des fréquences plus élevées. L'OI se propage au centre du jet, avec des vitesses de ~2×105 ms-1 à 6 kV et ~105 ms-1 à 4 kV, montrant des spirales et des branches près de la fin de la trajectoire. L'émission lumineuse de la deuxième décharge est toujours diffuse, plus courte et moins intense que la première. Le flux de jet d'argon est dans un régime de transition, étant laminaire pendant les premiers 10 à 40 mm et turbulent ensuite. Une seule décharge crée une perturbation de flux cohérente (forme en "S"), qui se propage à une vitesse proche de celle du flux.

Augmenter la fréquence de répétition de l'impulsion de tension appliquée conduit à des longueurs laminaires progressivement plus courtes. Le coflux affecte également la longueur laminaire du jet d'argon, avec une longueur décroissante pour une fraction d'O2 croissante. Lors de la première décharge, les profils de densité de l’Ar(1s5) sont plus étendus axialement, plus larges radialement et moins reproductibles que lors de la deuxième décharge, conduisant généralement à des densités maximales plus élevées (5.4-9.3x1013 cm-3). L'absence d'O2 dans le gaz de blindage conduit à une reproductibilité moindre et à des profils de densité de l’Ar(1s5) plus longs axialement. L'ajout d'O2 augmente la reproductibilité de l'absorbance et la densité maximale de Ar(1s5) dans les deux décharges. Les profils spatio-temporels de densité de l’Ar(1s5) montrent une augmentation lors du passage de l'OI, suivie d'une diminution et d'une seconde augmentation, possiblement due à la désexcitation radiative des Ar(4p).

Lors de la deuxième décharge, le taux de production l’Ar(1s5) est inférieur à celui de la première décharge et diminue progressivement avec l’augmentation de la distance à la buse. La densité électronique a été estimée à partir de l'élargissement Stark de la ligne Halpha, étant de l’ordre de 4x1014 cm-3 lors du passage de l'OI. La distribution rotationnelle de l’OH(A) a montré des caractéristiques hors équilibre, cohérentes avec une description à deux températures. La température la plus basse a été mesurée autour de 320 K et devrait être en équilibre avec la température de translation du gaz. La température vibrationnelle de N2(C) a atteint ~3x103 K lors du passage de l'OI, diminuant rapidement dans les 150 ns suivants à ~1x103 K. Les études de modélisation ont utilisé une version modifiée du code SPARK-CFD, développée dans cette thèse.

Les adaptations pertinentes ont été: l'inclusion de la description des électrons en non-équilibre thermique local; l'inclusion d'un solveur de flux non visqueux à faible dissipation; la formulation et l'implémentation numérique du préconditionnement de bas-Mach; l'inclusion de la parallélisation avec OpenMP; la mise en œuvre de méthodes de division des opérateurs pour l'intégration temporelle; la mise en œuvre de conditions aux limites subsoniques; et l’inclusion d’une couche éponge passe-bas pour amortir les ondes acoustiques. Le code a été vérifié pour les simulations de discontinuité de flux, par rapport à un solveur exact de Riemann, et pour la solution analytique d'un jet laminaire.

Les simulations non-réactives montrent la transition d'un jet diffus (totalement laminaire) à un jet instable avec des perturbations axisymétriques pour un débit croissant. Le flux à l'intérieur du réacteur montre une région de recirculation qui ne se ré-attache pas avant la sortie de la buse. Le flux de recirculation attire les espèces d'air sec à l'intérieur de la buse et conduit à des vitesses axiales maximales plus élevées que prévu. Les simulations 0D à impulsion unique montrent qu'une densité de puissance d'au moins 1012 Wm-3 est nécessaire pour atteindre les valeurs expérimentales de densité d’Ar(1s5). L'association à trois corps est identifiée comme le principal mécanisme de destruction des Ar(1s5), affichant une durée de vie cohérente avec les mesures expérimentales. Les simulations multi-impulsions montrent une accumulation progressive d'espèces réactives sur plusieurs impulsions, montrant la convergence vers un état stationnaire périodique dans les cas de haute pureté d'argon (fraction d'air sec <10-4).

À ces niveaux de pureté, l’Ar2 + est l'ion le plus dominant pendant toute la durée de l'impulsion. À des puretés d'argon plus faibles, l’Ar2 + est rapidement surpassé par l’O2 + , à son tour surpassé par le NO+ à mi-période. Les espèces d'argon sont sévèrement affectées par l'inclusion d'air sec, étant détruites à des densités résiduelles dans le post-décharge pour une fraction d'air sec ≥10-3 . Les simulations 1D montrent des dynamiques chimiques identiques aux simulations 0D. Elles montrent également que la décharge crée un chauffage du gaz léger (< 10 K) mais rapide, entraînant une augmentation de la pression du gaz. La pression n'augmente que dans les régions de haute pureté d'argon, créant ainsi une discontinuité dans le champ de pression.

La discontinuité crée une onde de choc faible se propageant vers l'extérieur. Cette onde accélère le flux à des vitesses radiales allant jusqu'à 3 ms-1 . Les simulations 2D split utilisent la méthode d'intégration de Strang et le schéma cinétique complet. Ces simulations montrent une discontinuité de pression se formant par les mêmes mécanismes décrits dans les simulations radiales 1D, mais se dissipant plus rapidement en raison d'une dissipation numérique accrue de la configuration d'intégration temporelle. Pour un gaz de blindage à 100% d’O2, la densité électronique reste élevée à la frontière du gaz de blindage - jet d'argon, conduisant à un fond de densité électronique plus élevé dans les impulsions suivantes. Les ions O2 + , qui sont détruits plus lentement que les autres ions positifs, retiennent les électrons à la frontière du gaz de blindage du jet par des mécanismes similaires à ceux du transport ambipolaire.

Cet effet est essentiellement absent pour un gaz de blindage à 100% de N2. Les temps de montée et de descente de la densité des Ar(1s5) concordent avec les résultats expérimentaux. Les profils de densité locaux montrent que la densité maximale des Ar(1s5) diminue avec l'augmentation du rayon et de la distance par rapport à la buse. Ils montrent également une dépendance non linéaire à la fraction d'O2 dans le gaz de blindage, avec une extinction plus rapide pour 50% d'O2, suivie de 20% d'O2. Les simulations 2D couplées utilisent une approche hybride pour l'intégration temporelle, permettant une description plus précise de la création et de la propagation de la discontinuité de pression.

Ces simulations montrent que l'onde de choc est dissipée principalement à la frontière du gaz de blindage - jet d'argon. Sur plusieurs impulsions, la température du gaz augmente à cette frontière, résultant en une fine couche de gaz chaud autour du jet. Une augmentation de la section transversale du jet d'argon accompagne le chauffage du gaz. En aval de la décharge, le mélange de jet d'argon suit le comportement du cas non réactif. Entre ces deux régions, il y a un profil en pincement où la section transversale du jet d'argon diminue soudainement. Pour la première fois, nous avons exploré les effets aérodynamiques des JPPAs dans le contexte d'une description multi-impulsions, incluant des mécanismes de couplage plasma-flux. La nouvelle version de SPARK-CFD développée au cours de cette thèse sera publiée en open source. Le code peut désormais simuler des plasmas subsoniques et hypersoniques, avec un couplage énergétique amélioré entre les électrons et les espèces lourdes, ce qui étendra son utilisation dans les recherches futures sur la modélisation des sources de plasma.