Forçage à grande échelle d’une colonne de plasma faiblement magnétisée

Présentation de l’expérience

Le dispositif expérimental Géométrie de l’enceinte

Cette thèse a été effectuée sur une expérience plasma linéaire constituée d’une enceinte cylindrique en acier de 80 cm de long et de 20 cm de diamètre (voir figure 1.1). Un repère de coordonnées est arbitrairement choisi afin de décrire l’ensemble des positions dans l’expérience. Ce repère est cartésien orthonormé direct et a pour origine la jonction entre l’enceinte et la source ionisante. L’axe x est l’axe horizontal du laboratoire et l’axe y son axe vertical orienté vers le haut. L’axe z est l’axe principal du cylindre et est orienté de la source ionisante vers l’extrémité terminale de la l’enceinte (voir figure 1.2). Le plasma est considéré comme invariant par rotation autour de l’axe principal de l’enceinte et un repère de coordonnées cylindrique sera également utilisé, l’angle azimutal θ sera alors pris comme l’angle formé par le vecteur #»er et le vecteur #»ex. L’enceinte est équipée de huit ports d’accès de tailles comprises z y x Figure 1.1 – Maquette numérique en trois dimensions de l’expérience, conçue sur SolidWorks par Marc Moulin.  Figure 1.2 – a) Schéma de l’expérience vue de dessus. Sont représentés : l’enceinte (gris), les bobines de confinement (orange), la source RF et la boîte d’accord, les plans de mesure A et B, la caméra rapide et le chemin optique associé et la cathode émissive. b) Schéma de l’expérience vue de côté, depuis le port terminal de l’enceinte. entre l’ISO KF 16 et l’ISO KF 50 dans le plan situé à 16 cm de la source ionisante, appelé plan 

Les méthodes de mesure mises en œuvre

Plusieurs systèmes de mesure complémentaires ont été mis en œuvre au cours de cette thèse pour obtenir une vision d’ensemble des grandeurs caractéristiques du plasma, souvent appelées paramètres plasma. Dans cette partie, nous allons nous appliquer à décrire ces systèmes de mesure et leur mise en œuvre sur notre expérience. Nous commencerons par les méthodes de mesure électrostatiques avant de nous pencher sur les méthodes optiques. 

Les méthodes de mesure électrostatiques

Les méthodes de mesure électrostatiques consistent en la mesure de paramètres plasma par l’analyse des signaux électriques collectés par un conducteur inséré dans le plasma. Chaque système est constitué d’une sonde terminée par le conducteur, d’un système mécanique permettant son positionnement, d’un système électrique assurant la polarisation ou le chauffage du conducteur et d’un système électronique assurant l’acquisition des données. La forme géométrique, la température et le potentiel de polarisation du conducteur déterminent quelle grandeur plasma est mesurée. Ces systèmes de mesure sont historiquement les premiers à avoir été développés (Mott-Smith et Langmuir, 1926). Ils sont relativement faciles à mettre en place en comparaison des systèmes de mesure optiques et permettent une mesure localisée des paramètres du plasma. Cependant, ces méthodes de mesure sont perturbatives et les sondes se dégradent rapidement au contact du plasma. Trois types de méthodes de mesure électrostatiques ont été utilisés au cours de cette thèse. Elles sont désignées par le nom de la sonde faisant partie du système : les sondes de Langmuir, les sondes émissives et les sondes de Mach. Le fonctionnement de chacune de ces trois sondes est détaillé dans la section ci-dessous. Les sondes de mesure électrostatiques sont conçues au laboratoire en collaboration avec les services d’ingénierie mécanique et électronique. Chaque sonde possède une géométrie et une électronique de mesure spécifique qui seront décrites dans la section qui lui est dédiée. Le système mécanique de positionnement de la sonde a été conçu pour être le plus versatile possible et permettre un changement rapide de la sonde. Chaque sonde possède un support propre qui assure son maintien sur un connecteur universel Fischer. Ce connecteur est branché sur un passage électrique étanche au vide Fischer monté sur une bride KF 40. Cette bride est installée sur un translateur motorisé qui permet de déplacer les sondes dans l’enceinte. L’ensemble de ce système mécanique est visible sur les figures 1.1 et 1.6. 23 Chapitre 1. Caractérisation de l’expérience Sonde Support Connecteur 1 Connecteur 2 et passage étanche Bride KF 40 Joint Figure 1.6 – Système mécanique de positionnement des sondes dans l’expérience et de connexion électrique sous vide Les sondes de Langmuir Les sondes de Langmuir sont les sondes les plus communément utilisées en physique expérimentale des plasmas. Elles consistent en un conducteur plongé dans le plasma et polarisé par rapport à une référence de masse de l’expérience. L’analyse de l’évolution du courant en fonction de la tension de polarisation de la sonde Vs, ou courbe I-V, permet de déduire la densité, la température électronique et le potentiel plasma (Chen, 2003). La sonde de Langmuir utilisée au cours de cette thèse est fabriquée à partir d’un fil de tungstène rigide de 0.2 mm de diamètre. Le fil est inséré dans un tube creux en céramique (Alumine Al2O3) et seul 1 mm de tungstène est laissé à dépasser du tube à l’extrémité de la sonde. Il s’agit de la zone de collection de la sonde, visible sur le schéma de la figure 1.7 bas), dont la longueur est notée Lp et le rayon Rp. La sonde de Langmuir est connectée à un module de mesure National Instrument SMU PXIe-4139 (Source Measurement Unit) piloté par l’interface Labview. Ce module permet à la fois de polariser la sonde de Langmuir et de mesurer le courant la traversant. Les deux bornes de la plage de polarisation, le nombre de points de mesures ainsi que le temps sur lequel est intégré chacun de ces points, appelé temps d’ouverture, peuvent être choisis. Les mesures seront typiquement réalisées sur 800 points entre -60 V et 10 V et chaque point résulte d’une moyenne prise sur 0.1 ms. Des sondes plus complexes, les sondes de Langmuir compensées (Sudit et Chen, 1994, Plihon, 2006), permettent de filtrer les fluctuations du courant électronique à 13.56 MHz générées par la source RF et qui peuvent perturber les mesures. Des sondes de ce type ont été testées sur notre expérience par Sarah Jami lors d’un stage antérieur à cette thèse et n’ont pas montré de résultats différents aux résultats obtenus par sondes de Langmuir non-compensées.La figure 1.7 haut) présente une courbe I-V mesurée à 2 cm du centre de l’expérience pour les conditions expérimentales 120 Gauss, 1 kW et 1 mTorr. Trois zones sont délimitées sur la courbe par deux valeurs de potentiel : le potentiel flottant Φf et le potentiel plasma Φp. Le potentiel flottant marque le potentiel pour lequel le courant collecté par la sonde est nul. Le potentiel plasma est situé au point d’inflexion de la courbe I-V et est le potentiel électrique du plasma. Le courant mesuré par la sonde peut être décomposé en deux parties : le courant ionique noté Ii correspondant aux ions collectés par la sonde et le courant électronique noté Ie. Le sens du courant dans la sonde est choisi de telle sorte à ce que le courant ionique soit négatif. Celui-ci est prédominant dans la zone 1 de la courbe. Avec la diminution de la tension de polarisation de la sonde vers des valeurs négatives, le nombre d’électrons capables 25 Chapitre 1. Caractérisation de l’expérience -6 -4 -2 0 2 4 6 V s (V) -2 -1 0 1 2 3 -2 -1 0 dI s /dV s (A.V-1 ) 10-2 a) -6 -4 -2 0 2 V s (V) 2 3 4 5 6 7 8 9 dI s /dV s (A.V-1 ) 10-3 b) Φp Figure 1.8 – Dérivée première de la courbe I-V : a) en bleu la dérivée de la courbe brute, en orange la dérivée de la courbe filtrée par Savitzky-Golay, b) dérivée de la courbe filtrée et la mesure du potentiel plasma. d’accéder au conducteur de la sonde en franchissant la barrière de potentiel ainsi créée diminue et seuls les ions sont collectés. A l’inverse, lorsque le potentiel de polarisation de la sonde tend vers des valeurs positives, le nombre d’ions collectés par le conducteur diminue et le courant devient électronique (zones 2 et 3). Mesure du potentiel flottant et du potentiel plasma Le potentiel flottant est facile à déterminer : il s’agit de la tension de polarisation pour laquelle le courant collecté est nul. Il vaut ici − V. La détermination du potentiel plasma est plus difficile et nécessite de trouver le maximum de la dérivée première de la courbe I-V. La dérivée première de ce signal expérimental est très bruitée (voir figure 1.8 a)), ce qui empêche de déterminer directement Φp. Il est donc nécessaire de filtrer le signal en prenant garde à ne pas modifier la position de son point d’inflexion. Ce problème a été étudié en détail par Magnus et Gudmundsson (2008) (voir également Magnus et Gudmundsson (2002)) qui ont montré que les deux meilleures méthodes de filtrage des courbes I-V sont les filtres de Savitzky-Golay (Savitzky et Golay, 1964) et les filtrages glissants utilisant une fenêtre de Blackman (Jackson, 1989). Ces deux méthodes donnent des résultats équivalents dans notre cas et la méthode Savitzky-Golay sera utilisée, avec des polynômes d’ordre 3 et une fenêtre d’ajustement de 61 points, soit environ 5 V dont le résultat est présenté en pointillés orange à la figure 1.7 haut). La figure 1.8 démontre l’efficacité de ce filtrage en présentant à gauche les dérivées de la courbe I-V brute et de la courbe I-V filtrée a) et à droite la mesure de potentiel plasma sur la courbe I-V filtrée b). Il vaut ici −0.6

Les méthodes de mesure optiques

Les méthodes de mesure électrostatiques décrites à la partie précédente sont intrusives et par essence pertubatives. De plus, elles reposent sur des modèles de collection de charges par un conducteur et donnent des résultats différents en fonction des hypothèses utilisées pour dériver ce modèle de collection. Ces deux raisons motivent l’utilisation de diagnostics optiques reposant sur l’analyse des photons émis par le plasma. Ces diagnostics sont plus délicats à mettre en place expérimentalement et l’analyse de leurs signaux peut être difficile mais ils sont non pertubatifs et ne s’appuient pas sur les modèles de collection de charges. Les mesures optiques mises en place sur notre expérience sont des mesures de Fluorescence Induite par Laser (nous utiliserons l’acronyme anglais LIF, pour Laser Induced Fluorescence), des mesures par interférométrie Fabry-Pérot et des mesures par imagerie rapide. La Fluorescence Induite par Laser (LIF) La LIF est une méthode de mesure de la fonction de distribution de la vitesse (nous utiliserons l’acronyme anglais IVDF, pour Ion Velocity Distribution Function) des ions du Figure 1.19 – a) Schéma de LIF. b) Schéma d’une IVDF et des paramètres du plasma qui peuvent en être extraits. plasma reposant sur l’excitation d’un ion vers un état de plus haute énergie électronique à l’aide d’un laser et sur la mesure du photon de fluorescence émis lors de la relaxation de cet état excité. La longueur d’onde du laser d’excitation peut être variée de manière continue ou discrète autour de la longueur d’onde centrale de la transition d’excitation. L’amplitude du signal de fluorescence en fonction de la longueur d’onde d’excitation constitue l’IVDF. La largeur à mi-hauteur de cette IVDF permet d’accéder à la température des ions. Le décalage de sa longueur d’onde centrale par rapport à la longueur d’onde tabulée de la transition permet d’accéder à la vitesse moyenne de la population d’ions (figure 1.19 b)). Le couple longueur d’onde d’excitation – longueur d’onde de relaxation fixe ce qui s’appelle le schéma de LIF visible sur la figure 1.19 a). Le schéma de LIF mis en place sur l’expérience a été initialement développé par Severn et al. (1998). L’état métastable 3d 4F 7/2 d’énergie 17.69 eV est excité par un photon de longueur d’onde 668.614 nm dans le vide (668.429 nm dans l’air) vers l’état radiatif 4p 4D0 5/2 d’énergie 19.55 eV et qui relaxe très rapidement vers l’état 4s 4P3/2 d’énergie 16.749 eV en émettant un photon de longueur d’onde 442.724 nm dans le vide (442.600 nm dans l’air). Ce système a initialement été installé par Guillaume Bousselin avec l’aide de Ludovic de Poucques au début de l’année 2015 en s’appuyant sur le système présenté par Bieber et al. (2011). J’ai ensuite participé à l’amélioration du système de mesure, en collaboration avec Guillaume Bousselin et Vincent Dolique. Les mesures présentées ici ont été réalisées avec Vincent Dolique et Simon Vincent. Le système de mesure de LIF tel que nous l’utilisons à Lyon est composé de deux dispositifs optiques et de plusieurs appareils électroniques pour le contrôle du laser et la mesure. Une vue d’ensemble de ce système est proposée à la figure 1.20. Le laser est une diode laser à longueur d’onde réglable Toptica DL100 de puissance maximale 50 mW. L’électronique de pi43 Chapitre 1. Caractérisation de l’expérience Laser Photo-diode Fabry-Pérot B Hachage 80 kHz Fluorescence Collection et filtrage optique Photomultiplicateur (PMT) Laser d’excitation Détection synchrone Oscilloscope rampe laser 21 Hz Modulateur acousto-optique Trigger voie 1 voie 2 Réf. Signal Sortie Figure 1.20 – Schéma complet du dispositif de LIF. lotage du laser permet de régler la puissance du laser, la longueur d’onde centrale du faisceau ainsi que la variation temporelle de la longueur d’onde du faisceau. La rampe en longueur d’onde, d’amplitude quelques dizaines de picomètres, est asymétrique (en dents de scie) et se répète périodiquement à une fréquence de 21 Hz. Une fraction de ce faisceau est dirigé vers une cavité Fabry-Pérot et une photo-diode pour suivre l’évolution temporelle de la longueur d’onde du laser. L’autre partie du faisceau, représentant environ 98% de la puissance est haché à 80 kHz par un modulateur acousto-optique contrôlé par un générateur basse-fréquence (GBF). Le faisceau est alors injecté dans le plasma et provoque la transition de certains ions vers un état excité de plus haute énergie. La transition radiative de relaxation se produit instantanément, accompagnée de l’émission de photons de fluorescence. Ces derniers sont captés par le système optique de détection et amplifié par un photomultiplicateur (PMT). Ce signal de fluorescence est extrêmement bruité, le rapport du signal de fluorescence sur l’amplitude du bruit (SNR) est compris entre ( 1/100) et ( 1/1000). Le signal est donc envoyé vers une détection synchrone (modèle Stanford Research Systems SR830) utilisant le signal  Figure 1.21 – Signal de référence (bleu) et signal de fluorescence (orange) mesurés à l’oscilloscope pour un plasma dans les conditions 60 G, 700 W et 1 mTorr. Le temps de moyennage est de 1 min et correspond à une moyenne effectuée sur environ 600 périodes. de hachage comme référence et permettant d’augmenter le SNR jusqu’à ( 1/5) à ( 1/10). Le signal issu de la photodiode et le signal de fluorescence sortant de la détection synchrone sont envoyés vers un oscilloscope à mémoire. Ce dernier est synchronisé sur la rampe du laser et moyenne les signaux sur un temps de l’ordre d’une minute pour augmenter encore le SNR et atteindre des valeurs comprises entre 10 et 100. Le post traitement de ces deux signaux, présentés à la figure 1.21, permet de reconstituer l’IVDF et sera présenté au chapitre 2. Nous allons maintenant nous appliquer à décrire les systèmes optiques d’injection du faisceau et de détection des photons de fluorescence. Injection du faisceau laser Le système d’injection du faisceau laser d’excitation est monté sur une table optique qui peut être installée sur le côté de l’enceinte pour mesurer la température des ions perpendiculaire au champ magnétique ou à son extrémité pour mesurer la température des ions parallèle au champ. Ce système est constitué du laser, de plusieurs miroirs de renvoi, d’une lame quart d’onde, d’un hacheur acousto-optique, d’un système de translation du faisceau laser injecté et d’un interféromètre de Fabry-Pérot. L’ensemble de ce système est visible sur les figures 1.22 haut (vue de dessus) et 1.22 bas (vue de côté).