BEGIN:VCALENDAR VERSION:2.0 PRODID:-//linuxsoftware.nz//NONSGML Joyous v1.4//EN BEGIN:VEVENT SUMMARY:Aerodynamic study of atmospheric-pressure plasma jets DTSTART:20241220T140000Z DTEND:20241220T160000Z DTSTAMP:20260906T065248Z UID:7832dd50-8e16-4638-9869-ad27eb9dc105 SEQUENCE:2 CREATED:20241218T102917Z DESCRIPTION: 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\, g énéralement un gaz noble\, guide l'\;OI en aval\, excitant et ionisa nt les espèces le long de l'\;axe du flux. Les JPPAs sont des plasmas faiblement ionisés et conservent les propriétés mécaniques de leurs h omologues neutres. En conséquence\, une description des JPPAs devrait inc lure des dynamiques de plasma et de fluide couplées. Dans ce travail\, no us 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 rap ide)\, l’écoulement de gaz (imagerie Schlieren)\, la densité de l’ar gon métastable Ar(1s5) (spectroscopie d'\;absorption laser) et leurs émissions optiques (spetroscopie d’émission). Les études de modélisa tion 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 J PPAs d'\;argon générés dans un réacteur cylindrique par décharge à barrière diélectrique (DBD). Le jet principal d'\;argon est prot égé 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)\, chaq ue impulsion de tension créant deux décharges: une à sa montée et l&#x 27\;autre à sa descente. La première décharge se propage sous forme d&# x27\;OI\, avec une émission lumineuse filamentaire pour des fréquences d e répétition inférieures à 10 kHz et une émission diffuse pour des fr équences plus élevées. L'\;OI se propage au centre du jet\, avec de s vitesses de ~2×105 ms-1 à 6 kV et ~105 ms-1 à 4 kV\, montrant des s pirales et des branches près de la fin de la trajectoire. L'\;émissi on lumineuse de la deuxième décharge est toujours diffuse\, plus courte et moins intense que la première. Le flux de jet d'\;argon est dans u n régime de transition\, étant laminaire pendant les premiers 10 à 40 m m et turbulent ensuite. Une seule décharge crée une perturbation de flux cohérente (forme en "\;S"\;)\, qui se propage à une vitesse pro che de celle du flux. Augmenter la fréquence de répétition de l'\;i mpulsion de tension appliquée conduit à des longueurs laminaires progres sivement 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 dens ité de l’Ar(1s5) sont plus étendus axialement\, plus larges radialemen t 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 repr oductibilité moindre et à des profils de densité de l’Ar(1s5) plus lo ngs axialement. L'\;ajout d'\;O2 augmente la reproductibilité de l'\;absorbance et la densité maximale de Ar(1s5) dans les deux décha rges. Les profils spatio-temporels de densité de l’Ar(1s5) montrent une augmentation lors du passage de l'\;OI\, suivie d'\;une diminutio n et d'\;une seconde augmentation\, possiblement due à la désexcitat ion radiative des Ar(4p). Lors de la deuxième décharge\, le taux de prod uction l’Ar(1s5) est inférieur à celui de la première décharge et di minue progressivement avec l’augmentation de la distance à la buse. La densité électronique a été estimée à partir de l'\;élargissemen t Stark de la ligne Halpha\, étant de l’ordre de 4x1014 cm-3 lors du pa ssage 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 auto ur de 320 K et devrait être en équilibre avec la température de transla tion du gaz. La température vibrationnelle de N2(C) a atteint ~3x103 K l ors du passage de l'\;OI\, diminuant rapidement dans les 150 ns suivan ts à ~1x103 K. Les études de modélisation ont utilisé une version mod ifiée 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'\;imp lémentation numérique du préconditionnement de bas-Mach\; l'\;inclu sion de la parallélisation avec OpenMP\; la mise en œuvre de méthodes d e 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 é té vérifié pour les simulations de discontinuité de flux\, par rapport à un solveur exact de Riemann\, et pour la solution analytique d'\;u n jet laminaire. Les simulations non-réactives montrent la transition d&# x27\;un jet diffus (totalement laminaire) à un jet instable avec des pert urbations axisymétriques pour un débit croissant. Le flux à l'\;int érieur du réacteur montre une région de recirculation qui ne se ré-att ache pas avant la sortie de la buse. Le flux de recirculation attire les e spèces 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 expérimentale s de densité d’Ar(1s5). L'\;association à trois corps est identifi ée comme le principal mécanisme de destruction des Ar(1s5)\, affichant u ne durée de vie cohérente avec les mesures expérimentales. Les simulati ons multi-impulsions montrent une accumulation progressive d'\;espèce s réactives sur plusieurs impulsions\, montrant la convergence vers un é tat 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'\;impu lsion. À des puretés d'\;argon plus faibles\, l’Ar2 + est rapidem ent surpassé par l’O2 + \, à son tour surpassé par le NO+ à mi-pér iode. Les espèces d'\;argon sont sévèrement affectées par l'\; inclusion d'\;air sec\, étant détruites à des densités résiduelle s dans le post-décharge pour une fraction d'\;air sec ≥10-3 . Les s imulations 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 press ion du gaz. La pression n'\;augmente que dans les régions de haute pu reté d'\;argon\, créant ainsi une discontinuité dans le champ de pr ession. La discontinuité crée une onde de choc faible se propageant vers l'\;extérieur. Cette onde accélère le flux à des vitesses radiale s allant jusqu'\;à 3 ms-1 . Les simulations 2D split utilisent la mé thode d'\;intégration de Strang et le schéma cinétique complet. Ces simulations montrent une discontinuité de pression se formant par les m êmes mécanismes décrits dans les simulations radiales 1D\, mais se diss ipant plus rapidement en raison d'\;une dissipation numérique accrue de la configuration d'\;intégration temporelle. Pour un gaz de blinda ge à 100% d’O2\, la densité électronique reste élevée à la fronti ère du gaz de blindage - jet d'\;argon\, conduisant à un fond de den sité électronique plus élevé dans les impulsions suivantes. Les ions O 2 + \, qui sont détruits plus lentement que les autres ions positifs\, re tiennent les électrons à la frontière du gaz de blindage du jet par des mécanismes similaires à ceux du transport ambipolaire. Cet effet est es sentiellement absent pour un gaz de blindage à 100% de N2. Les temps de m ontée et de descente de la densité des Ar(1s5) concordent avec les résu ltats expérimentaux. Les profils de densité locaux montrent que la densi té maximale des Ar(1s5) diminue avec l'\;augmentation du rayon et de la distance par rapport à la buse. Ils montrent également une dépendanc e non linéaire à la fraction d'\;O2 dans le gaz de blindage\, avec u ne extinction plus rapide pour 50% d'\;O2\, suivie de 20% d'\;O2. Les simulations 2D couplées utilisent une approche hybride pour l'\;i ntégration temporelle\, permettant une description plus précise de la cr éation et de la propagation de la discontinuité de pression. Ces simulat ions montrent que l'\;onde de choc est dissipée principalement à la frontière du gaz de blindage - jet d'\;argon. Sur plusieurs impulsion s\, la température du gaz augmente à cette frontière\, résultant en un e fine couche de gaz chaud autour du jet. Une augmentation de la section t ransversale du jet d'\;argon accompagne le chauffage du gaz. En aval d e 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. Pou r la première fois\, nous avons exploré les effets aérodynamiques des J PPAs 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 cod e 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. LAST-MODIFIED:20241218T103206Z LOCATION:Online URL:http://df.vps.tecnico.ulisboa.pt/en/events/aerodynamic-study-of-atmosp heric-pressure-plasma-jets/ X-ALT-DESC;FMTTYPE=text/html:

Les jets de plasma s 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\, gui de l'\;OI en aval\, excitant et ionisant les espèces le long de l 7\;axe du flux. Les JPPAs sont des plasmas faiblement ionisés et conserve nt 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’aéro dynamique des JPPAs en utilisant des expériences et la modélisation comp utationnelle. Des expériences ont été menées sur des réacteurs de JPP A 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 (s petroscopie d’émission).

Les études de modélisation computa tionnelle utilisent le Software Package for Aerothermodynamics Radiation a nd Kinetics (SPARK)\, initialement développé pour modéliser les plasmas de rentrée atmosphérique\, mais adapté dans cette thèse à des condit ions subsoniques\, transitoires et hors équilibre thermique local\, typiq ues 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 f lux coaxial gazeux composé d'\;un mélange de N2 et O2. Nous appliquo ns 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 r épétition inférieures à 10 kHz et une émission diffuse pour des fréq uences plus élevées. L'\;OI se propage au centre du jet\, avec des v itesses de ~2×105 ms-1 à 6 kV et ~105 ms-1 à 4 kV\, montrant des spir ales 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 r égime de transition\, étant laminaire pendant les premiers 10 à 40 mm e t turbulent ensuite. Une seule décharge crée une perturbation de flux co hérente (forme en "\;S"\;)\, qui se propage à une vitesse proche de celle du flux.

Augmenter la fréquence de répétition de l& #x27\;impulsion de tension appliquée conduit à des longueurs laminaires progressivement plus courtes. Le coflux affecte également la longueur lam inaire du jet d'\;argon\, avec une longueur décroissante pour une fra ction d'\;O2 croissante. Lors de la première décharge\, les profils de densité de l’Ar(1s5) sont plus étendus axialement\, plus larges rad ialement et moins reproductibles que lors de la deuxième décharge\, cond uisant généralement à des densités maximales plus élevées (5.4-9.3x1 013 cm-3). L'\;absence d'\;O2 dans le gaz de blindage conduit à u ne reproductibilité moindre et à des profils de densité de l’Ar(1s5) plus longs axialement. L'\;ajout d'\;O2 augmente la reproductibili té de l'\;absorbance et la densité maximale de Ar(1s5) dans les deux décharges. Les profils spatio-temporels de densité de l’Ar(1s5) montr ent une augmentation lors du passage de l'\;OI\, suivie d'\;une di minution et d'\;une seconde augmentation\, possiblement due à la dés excitation radiative des Ar(4p).

Lors de la deuxième décharge\ , le taux de production l’Ar(1s5) est inférieur à celui de la premièr e décharge et diminue progressivement avec l’augmentation de la distanc e à la buse. La densité électronique a été estimée à partir de l&#x 27\;élargissement Stark de la ligne Halpha\, étant de l’ordre de 4x101 4 cm-3 lors du passage de l'\;OI. La distribution rotationnelle de l ’OH(A) a montré des caractéristiques hors équilibre\, cohérentes ave c une description à deux températures. La température la plus basse a été mesurée autour de 320 K et devrait être en équilibre avec la temp érature de translation du gaz. La température vibrationnelle de N2(C) a atteint ~3x103 K lors du passage de l'\;OI\, diminuant rapidement dan s les 150 ns suivants à ~1x103 K. Les études de modélisation ont utili sé une version modifiée du code SPARK-CFD\, développée dans cette thè se.

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 préconditionnemen t de bas-Mach\; l'\;inclusion de la parallélisation avec OpenMP\; la mise en œuvre de méthodes de division des opérateurs pour l'\;inté gration temporelle\; la mise en œuvre de conditions aux limites subsoniqu es\; et l’inclusion d’une couche éponge passe-bas pour amortir les on des acoustiques. Le code a été vérifié pour les simulations de discont inuité de flux\, par rapport à un solveur exact de Riemann\, et pour la solution analytique d'\;un jet laminaire.

Les simulations no n-réactives montrent la transition d'\;un jet diffus (totalement lami naire) à un jet instable avec des perturbations axisymétriques pour un d ébit croissant. Le flux à l'\;intérieur du réacteur montre une ré gion 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 é levées que prévu. Les simulations 0D à impulsion unique montrent qu 7\;une densité de puissance d'\;au moins 1012 Wm-3 est nécessaire po ur atteindre les valeurs expérimentales de densité d’Ar(1s5). L'\; association à trois corps est identifiée comme le principal mécanisme d e destruction des Ar(1s5)\, affichant une durée de vie cohérente avec le s mesures expérimentales. Les simulations multi-impulsions montrent une a ccumulation progressive d'\;espèces réactives sur plusieurs impulsio ns\, montrant la convergence vers un état stationnaire périodique dans l es 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& #x27\;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 de s dynamiques chimiques identiques aux simulations 0D. Elles montrent égal ement 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\, cr éant ainsi une discontinuité dans le champ de pression.

La dis continuité crée une onde de choc faible se propageant vers l'\;exté rieur. 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 m ontrent une discontinuité de pression se formant par les mêmes mécanism es décrits dans les simulations radiales 1D\, mais se dissipant plus rapi dement en raison d'\;une dissipation numérique accrue de la configura tion d'\;intégration temporelle. Pour un gaz de blindage à 100% d’ O2\, la densité électronique reste élevée à la frontière du gaz de b lindage - jet d'\;argon\, conduisant à un fond de densité électroni que plus élevé dans les impulsions suivantes. Les ions O2 + \, qui sont détruits plus lentement que les autres ions positifs\, retiennent les él ectrons à la frontière du gaz de blindage du jet par des mécanismes sim ilaires à ceux du transport ambipolaire.

Cet effet est essentie llement 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 ma ximale des Ar(1s5) diminue avec l'\;augmentation du rayon et de la dis tance par rapport à la buse. Ils montrent également une dépendance non linéaire à la fraction d'\;O2 dans le gaz de blindage\, avec une ext inction plus rapide pour 50% d'\;O2\, suivie de 20% d'\;O2. Les si mulations 2D couplées utilisent une approche hybride pour l'\;intégr ation temporelle\, permettant une description plus précise de la créatio n et de la propagation de la discontinuité de pression.

Ces sim ulations montrent que l'\;onde de choc est dissipée principalement à la frontière du gaz de blindage - jet d'\;argon. Sur plusieurs impul sions\, la température du gaz augmente à cette frontière\, résultant e n une fine couche de gaz chaud autour du jet. Une augmentation de la secti on transversale du jet d'\;argon accompagne le chauffage du gaz. En av al 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 pincem ent où la section transversale du jet d'\;argon diminue soudainement. Pour la première fois\, nous avons exploré les effets aérodynamiques d es JPPAs dans le contexte d'\;une description multi-impulsions\, inclu ant 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\, a vec un couplage énergétique amélioré entre les électrons et les espè ces lourdes\, ce qui étendra son utilisation dans les recherches futures sur la modélisation des sources de plasma.

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