Soutenance mémoire
Télécharger le fichier pdf d’un mémoire de fin d’études
Le disjoncteur haute-tension
Le DHT est un appareillage clé dans la sécurisation du réseau électrique. Son rôle est de protéger le réseau contre les différentes agressions qu’il peut subir (foudroiement, rupture de ligne, surcharge…). Dans la plus grande partie de sa vie, le DHT est en position fermée laissant passer le courant électrique (rôle de conducteur) tout en étant prêt à interrompre le courant en cas de défaut détecté. Son objectif est d’isoler et de protéger les dispositifs parfois couteux et sensibles aux perturbations électriques importantes, mais aussi les personnes contre un défaut survenu en amont. Le DHT permet d’assurer la protection de ces appareillages et de faire des économies non négligeables. Dispositif majeur des réseaux électriques actuels, les disjoncteurs sont des appareillages qui existent depuis le début du 20ème siècle. En effet, en 1907, J.N. Kelman déposa un brevet sur des travaux portant sur deux contacts dans une cuve d’huile [Kelm07]. L’invention des DHT récents, c’est-à-dire au SF6, remonte à 1957 avec le brevet de T.E. Browne [Brow57].
Il n’existe pas à l’heure actuelle un seul et unique format de DHT. Selon la gamme de puissance et l’emplacement, assignés au disjoncteur, les fabricants proposent différentes types d’enveloppes. Nous avons ainsi deux grandes catégories :
– le matériel non protégé ou conventionnel (Air Insulator Switchgear AIS), dit ouvert (sans boitier de protection externe), dont l’isolation externe est faite dans l’air. Ces appareils se trouvent essentiellement dans les installations électriques de plein air ou rurales afin de profiter d’un volume d’air important, utile à la réalisation de l’isolation.
– le matériel sous enveloppe métallique ou blindée (Gas Insulator Switchgear GIS), muni d’une enveloppe métallique reliée à la terre, qui permet d’éviter tout contact accidentel avec les pièces sous tension. Ce type d’appareillage est de plus en plus répandu dans les villes ou à proximité de personnes, et présente un gain de place important par rapport aux AIS.
Nous pouvons également trouver des disjoncteurs hybrides, dits “Dead Tank” ou HIS (Hybrid Insulator Switchgear), dont l’isolation des parties actives se fait dans le SF6 au sein d’une cuve métallique isolée et portée à la masse et dont le raccordement au réseau se fait par l’intermédiaire de traversées isolantes dans l’air. Ce type de disjoncteur permet de raccorder le réseau directement aux traversées.
Dans les paragraphes suivants, nous allons faire un descriptif des différents types de technologies de DHT existantes ou qui ont existées, leurs domaines d’application, leurs avantages et leurs faiblesses.
Le disjoncteur à huile
Le disjoncteur à huile est une technologie ancienne dont la commercialisation a débuté au début du vingtième siècle (cf brevet de Kelman [Kelm07]). L’arc électrique est créé dans de l’huile qui se vaporise créant principalement de l’hydrogène et de l’acétylène [Dufo12]. A l’époque, l’huile était considérée comme efficace grâce à sa bonne rigidité diélectrique et sa forte conductivité thermique. Jugée trop dangereuse (inflammable et explosive [Bern93]), cette technologie fut abandonnée dans les années 40, car elle présentait également d’autres inconvénients comme leur taille volumineuse (il fallait les mettre en série pour tenir des tensions fortes), ou leur entretien régulier et couteux pour supprimer les fuites notamment. Cependant leur architecture est toujours utilisée de nos jours pour concevoir les dead-tanks (ou HIS).
Le disjoncteur à air comprimé
Mise au point dans les années 1940, la coupure dans les disjoncteurs à air comprimé consiste en un soufflage de l’arc électrique à l’aide d’un flux d’air sous forte pression allant de 20 à 40 bar [Dufo12]. Grâce à cette augmentation en pression, la capacité diélectrique de l’air est augmentée. Ce système de soufflage constitue les prémices du fonctionnement des DHT modernes. En effet, comme dans les disjoncteurs à auto-soufflage, on vient remplacer le gaz dans lequel brûle l’arc par un gaz « tout neuf » avec une forte rigidité diélectrique. Les disjoncteurs à air comprimé permettent d’obtenir des coupures performantes et très rapides. Néanmoins, ils ont l’inconvénient d’être très bruyants (détonation) et nécessitent un entretien important en raison de leur pression de remplissage. De plus, le pouvoir de coupure des disjoncteurs à air comprimé est beaucoup plus faible que celui des disjoncteurs au SF6.
Le disjoncteur à vide
Les disjoncteurs à vide [Pico00] ont été développés dans les années 1960. C’est actuellement l’une des meilleurs alternatives au SF6 à moyenne tension (tensions comprises entre 12 et 24 kV) et pour des tensions plus faibles. Ce que l’on entend par disjoncteur à vide est en réalité un disjoncteur dans lequel on réalise un vide poussé avec une pression de remplissage comprise entre 10-1 et 10-5 Pa [Nich11]. Dans ce type de disjoncteur, nous avons le plus souvent un arc diffus plutôt qu’un seul spot. On exploite le fait que la tenue diélectrique entre deux électrodes croît de manière quasi-linéaire avec la racine carrée de la distance qui les sépare. L’extinction se fait plus par soufflage électromagnétique que par soufflage « physique ». Précisons enfin que la régénération diélectrique des disjoncteurs à vide est supérieure à celle des disjoncteurs au SF6, ce qui représente un gros avantage dans le cas de normalisation pour la TTR (Tension Transitoire de Rétablissement). La TTR est une résultante de la différence de tension qui existe entre le DHT et le réseau à la fin de la phase de coupure. La réadaptation de la tension causée entraine un dV/dt important qui peut être de l’ordre du kV/µs. Le champ résultant peut alors faciliter le réamorçage de l’arc à l’intérieur du DHT.
Les disjoncteurs au SF6
Les disjoncteurs au SF6 sont actuellement les plus répandus et constituent le cœur de notre étude. Nous détaillerons son fonctionnement dans le paragraphe suivant. Il faut savoir que le SF6 est un gaz à effet de serre qui a un impact 22 800 fois plus important que le CO2 selon l’IPCC Fourth Assessment Report de 2007 [Team07]. Actuellement de nombreuses recherches sont en cours pour remplacer le SF6 et trouver un gaz ou un mélange qui présentera des caractéristiques meilleurs ou à défaut similaires au SF6 : une conductivité thermique importante à basse température pour évacuer l’énergie de l’arc ; une tenue diélectrique importante à basse température pour tenir la TTR et empêcher le reclaquage de l’arc ; une température de liquéfaction faible afin de pouvoir utiliser le DHT aussi bien dans les pays au climat aride que dans des pays aux conditions hivernales extrêmes, typiquement les fabricants de disjoncteurs haute-tension certifient leurs appareillages de -50°C à +50°C.
Le fonctionnement des DHT au SF6
Dans la conception d’un disjoncteur à auto-expansion, les fabricants tentent de profiter au maximum des propriétés de l’arc électrique qui se forme entre les deux électrodes au moment de la coupure pour pouvoir en dissiper l’énergie. Ainsi, les DHT sont conçus de façon à optimiser l’écoulement qui viendra souffler l’arc lors de la phase passage par du zéro du courant. Cependant, il faut noter que la technologie de soufflage pneumatique (mécanique) n’a pas totalement disparu des DHT modernes. Lorsque l’on a un arc de faible puissance qui n’a pas suffisamment d’énergie pour être auto-soufflé, on utilisera alors des pistons afin de fournir une pression suffisante pour souffler cet arc. Une chambre de coupure moderne ou ampoule est constituée de plusieurs pièces représentées sur la figure 3 suivante: Durant plus de 99% de sa vie, le DHT est en position fermée, c’est-à-dire que le courant circule par l’extérieur en passant des doigts (contact permanent côté pseudo-fixe) vers les contacts permanents côté mobile.
La figure 4 présente les différentes phases de la détection d’un défaut à l’extinction d’un arc dans un disjoncteur 8DQ1 [Siem15], dans le but de mieux comprendre le fonctionnement de ce type de disjoncteur pendant la phase de coupure. Le 8DQ1 a comme particularité d’être un disjoncteur à double mouvement, caractérisé par une partie censée être fixe mais finalement actionnée par la partie mobile pour augmenter la vitesse de déplacement de l’ensemble. Les vitesses de déplacement sont ainsi doublées, passant de ~4-5 m/s à ~ 8-10 m/s.
La première image correspond à un disjoncteur fermé. Une fois le défaut détecté, on passe à l’image 2, avec une mise en mouvement de la partie basse grâce à un ressort déclenché par un dispositif électronique. La fourchette, élément numéro 12, va alors actionner la partie haute. Ce fonctionnement est typique des disjoncteurs à double mouvement que l’on ne retrouve pas dans un disjoncteur simple mouvement dont la partie basse est la seule à bouger.
Une fois les contacts permanents séparés, le courant circule dans la tulipe électrode côté mobile et la corne d’arc électrode côté fixe. Pendant la séparation des contacts centraux, la section dans laquelle circule le courant devient de plus en plus petite. La diminution de cette section entraine une augmentation de l’effet joule et la formation d’un pont fondu correspondant à la liquéfaction des électrodes. D’après les travaux de Tepper [TSVB06], les deux électrodes de la chambre de coupure étant constituées de cuivre et tungstène, le pont fondu est principalement constitué de cuivre qui circule par capillarité au travers de l’électrode en cuivre-tungstène. C’est à cet instant que l’arc apparaît, formé dans du SF6, et fortement contaminé par des vapeurs métalliques issues de l’érosion des contacts [ZhYF04]. L’arc ainsi créé ablate par rayonnement la tuyère en téflon (C2F4) dont l’objectif est de confiner l’arc et d’empêcher son accrochage ailleurs que sur les électrodes. Le milieu initialement composé de SF6 se retrouve alors composé de SF6 contaminé par des vapeurs à la fois métalliques et organiques. Pendant ces phases d’ensemencement de l’arc, celui-ci brûle librement jusqu’au zéro de courant où commence la phase dite de coupure.
Pendant la phase d’extinction, les récents disjoncteurs utilisent l’énergie de l’arc pour le souffler : on parle d’auto-soufflage ou d’auto-expansion, car ils utilisent l’énergie de l’arc pour le souffler. Lors de la phase du zéro de courant, la zone d’arc perd beaucoup d’énergie. Ce gradient d’énergie a pour effet de créer un fort gradient de pression entre la zone d’arc et le volume d’expansion. Le gaz se trouvant alors dans le volume vient remplacer le gaz dans la zone d’arc : on parle alors de « soufflage ». Ce gaz est plus froid et possède des propriétés diélectriques plus importantes afin d’empêcher tout réamorçage de l’arc. De récents travaux [GFRR12] ont montré l’importance des vapeurs de C2F4 dans la montée en pression lors de la simulation du DHT. Actuellement aucune étude n’a été réalisée sur l’impact combiné des vapeurs métalliques et organiques sur la simulation du DHT.
Modélisation ou essais réels
Pour répondre aux besoins de leurs clients, les fabricants de DHT doivent modifier, perfectionner, renouveler leurs produits existant pour tenir des tensions et des courants toujours plus élevés, tout en gardant une taille adaptée aux lieux de stockage de plus en plus petits. Par exemple, pour un DHT supportant une tension de 170kV, un courant nominal de 4 kA et un défaut de 63 kA, l’espace nécessaire au stockage de ce type de DHT a diminué de plus de 70% en 40 ans d’après la documentation du 8DN8. Il est clair qu’à l’heure actuelle, entre des problématiques de coût, de puissance, de taille et le remplacement du SF6, le développement des DHT restent une problématique d’avenir.
Mais la question du coût se pose. Pour développer un DHT, deux options s’offrent à nous. La première consiste à réaliser un prototype et des essais d’échauffement, de coupure, de TTR… dans des laboratoires adaptés. Ces essais demandent de la main d’œuvre, sont très longs et très onéreux avec des coûts pouvant atteindre les 30 k€/jours [Bous08]. Les constructeurs privilégient alors la seconde option, celle de la modélisation numérique. La modélisation a pour avantage de tester plusieurs géométries à moindre coût et dans des temps beaucoup plus courts (souvent de l’ordre de la semaine). Malgré ces avantages, la modélisation ne peut pas supplanter les essais réels car les modèles numériques bien que performants n’intègrent pas encore toutes les subtilités physiques du fonctionnement d’un DHT. Par conséquent, les essais réels continuent d’être indispensables et sont toujours d’actualité pour l’homologation des appareillages.
Les plasmas thermiques
Nous aborderons dans cette partie la notion « d’arc électrique » qui nécessite au préalable de définir l’état de plasma. Le plasma est un état de la matière au même titre que l’état solide, liquide et gazeux. Cet état pourtant méconnu du grand public, constitue à 99.9% notre univers. Nous le retrouvons dans certains phénomènes terrestres, tels que les aurores boréales ou la foudre. Sous sa forme générale, le plasma peut s’apparenter à un gaz, composé d’ions, d’électrons, d’atomes et de molécules, qui lui confèrent des propriétés légèrement différentes de celle d’un gaz [Vacq00], comme celle d’être conducteur.
Ces propriétés ont mené à une différenciation des plasmas en deux catégories : les plasmas chauds dits de fusion qui sont totalement ionisés avec des températures de l’ordre de 107 K; et les plasmas froids séparés en deux sous-catégories. La première correspond aux plasmas froids hors équilibre caractérisés pour une température électronique de l’ordre de 104 K et une température des lourds proche de la température ambiante. La seconde est celle des plasmas froids thermiques caractérisés par une pression assez élevée supérieure à 0.1 atmosphère, une température entre les électrons et les éléments lourds quasi-identique, et un nombre important de collisions. La figure 5, ci-dessous, issue du site du LPP [Lpp15], montre une classification des différents types de plasmas en fonction de leurs densités électroniques et de leurs températures électroniques. Selon leurs propriétés, nous retrouvons les plasmas dans de nombreuses applications industrielles dont voici quelques exemples :
– la fusion pour les plasmas chauds, avec pour exemple le projet ITER,
– le traitement de surface, ou la gravure en micro-électronique pour les plasmas hors équilibre,
– la synthèse de nanomatériaux, le traitement de déchets, la coupure du courant ou la métallurgie pour les plasmas thermiques.
Notre étude se place dans la problématique de la coupure de courant et la simulation d’un arc de défaut dans les DHT.
Généralités sur les plasmas thermiques
Equilibre thermodynamique complet
On caractérise les milieux à l’Équilibre Thermodynamique Complet (ETC), comme un milieu où toutes les particules ont la même énergie cinétique moyenne et où l’on peut définir une température unique pour l’ensemble des espèces chimiques présentes dans le mélange. Dans ces conditions, la composition du plasma ne peut évoluer librement puisqu’elle doit respecter les lois imposées par l’ETC :
– loi de Maxwell pour la distribution des vitesses des particules
– loi de Boltzmann pour la distribution des états excités
– loi de Saha pour régir l’équilibre entre les processus d’ionisation et de recombinaison
– loi de Guldberg-Waage pour définir l’équilibre entre la dissociation et la recombinaison moléculaire
– loi de Planck qui nous donne la distribution spectrale du rayonnement
Cependant l’existence d’un tel état est totalement utopique, seules certaines étoiles pourraient remplir ce type de critère en leur centre. Afin de se rapprocher au plus près du comportement des plasmas thermiques, on définit L’Équilibre Thermodynamique Local.
Équilibre Thermodynamique Local (ETL)
Dans le cas d’un arc créé à l’intérieur d’un disjoncteur, on ne peut pas considérer l’ETC. Il existe au sein du plasma des gradients de densité d’espèces, de températures et de pressions, ainsi que des phénomènes de transport de masse et d’énergie non réversibles. L’équilibre rayonnement-matière ne peut être réalisé, car nous n’avons pas une réabsorption complète du rayonnement produit au sein du plasma. L’entretien du plasma est donc dû à un champ électrique externe. Les raisons des écarts à l’équilibre nous sont rappelées dans la thèse de B.Rahmani [Rahm89].
Néanmoins, on peut supposer l’Équilibre Thermodynamique Local (ETL) sous certaines conditions. Il faut avoir un milieu dense, une pression élevée, dans lequel nous avons des phénomènes collisionnels importants, avec des densités électroniques élevées (ne ≥ 1017 e-/cm3) [Grie64]. Dans ce cas, nous pouvons considérer que les processus collisionnels sont prépondérants devant les processus radiatifs. La loi de Planck qui régissait le rayonnement n’est alors plus valable et doit être remplacée par celle de Kirchhoff équation [I-13]. Cependant, dans cette configuration, nous pouvons considérer l’existence de faibles gradients locaux, car le plasma est dense et la distance parcourue par les électrons entre chaque collision est faible. A l’ETL, les lois de Maxwell, Boltzmann, Saha et Guldberg-Waage restent valables. De ce fait, nous avons un milieu dans lequel les particules ont le temps de ce « thermaliser ». Nous considèrerons dans la suite de ce manuscrit notre plasma à l’ETL.
L’ETL n’est pas toujours respecté dans les DHT, par exemple lors de la phase du zéro de courant. On peut observer à ce moment-là de forts gradients de température [Seeg15]. Ces forts gradients créent des déséquilibres thermodynamiques qui induisent des écarts entre la température des électrons et celle des lourds. Actuellement, de nombreux travaux traitent du calcul de la composition d’un plasma à deux températures [Anna13] [WRWS12]. Cependant, selon les théories utilisées, les résultats obtenus divergent. L’étude d’un plasma à deux températures au sein des DHT représente sans conteste un axe de recherche majeur et d’actualité, que ce soit sur le calcul des propriétés ou le développement de modèles numériques. Néanmoins cette étude ne sera possible qu’après une clarification sur la validité des différentes théories existantes.
Les fonctions de partition
La détermination des densités et le calcul des propriétés thermodynamiques, de transport et radiatives nécessitent la connaissance des fonctions de partition. Elles interviennent sous forme de dérivées premières ou secondes dans le calcul des propriétés du plasma, il est donc utile de les définir de façon précise. Supposons alors un ensemble de particules Nj (j le type de particules) identiques en interaction faible contenues dans un volume V constant. Ces particules sont réparties sur un ensemble de niveaux i d’énergie totale E , et de dégénérescence totale g , , ces particules ont pour énergie interne U(J) .
Propriétés thermodynamiques
Nous allons définir dans cette partie les propriétés thermodynamiques nécessaires au calcul des coefficients de transport et à la simulation des DHT
La densité de masse
La densité de masse ou densité volumique (kg/m3) détermine la quantité de masse contenue dans un m3 de mélange étudié. Cette quantité est importante puisqu’elle intervient dans les équations de conservation de masse, d’énergie et de mouvement définies pour la simulation. Pour un gaz à l’équilibre thermodynamique constitué de différentes espèces j, de masse mj (kg), et de densité nj, nous avons : &= ‘( [I-5]
Densité de particules par kg
La densité Nj de particules par kg de mélange d’une espèce j représente le nombre de particules de cette espèce présentes dans 1 kg de mélange étudié. Cette grandeur intervient dans le calcul des autres propriétés de transport et des propriétés radiatives: =&=&∑ ‘ ( [I-6] ‘ ‘
Chaleur spécifique à pression constant
La chaleur spécifique à pression constante détermine la quantité d’énergie qu’il faut apporter à notre plasma pour élever sa température d’un degré. Cette fonction permet de mesurer le taux de variation de l’enthalpie H suivant la température à une pression constante : *+=,- /+ [I-7]
Base du rayonnement thermique
Le rayonnement est une résultante de l’émission de photons par la matière sous diverses excitations. En effet nous avons, suite à la désexcitation d’un atome, émission d’un photon considéré comme une pseudo-particule, caractérisée par une fréquence ν ou une longueur d’onde (=c/ν avec c la vitesse de la lumière dans le milieu définie par c=c0/n où c0 = 2,997 924 58.108 m.s-1 vitesse de la lumière dans le vide et n l’indice de réfraction du milieu). Chacun de ces photons qui composent la lumière rayonnée est caractérisé par une énergie E=hν (avec h = 6,626068.10-34 m2.kg.s-1 la constante de Planck). Le spectre d’émission est une représentation de tous les photons générés par le plasma pour toutes les longueurs d’onde. Celui-ci se décompose en deux : parties d’une part les raies d’émission qui représentent le rayonnement dit « discret » et d’autre part le continuum qui représente le rayonnement dit continu. Le calcul et la représentation du spectre feront l’objet du chapitre II.
Le corps noir et la loi de Planck
Le corps noir sert souvent d’étalon quand nous parlons de rayonnement. Ce corps est défini par un équilibre thermodynamique parfait entre le rayonnement et la matière, dans une cavité isotherme. C’est un corps opaque, c’est-à-dire qu’il absorbe totalement le rayonnement qu’il produit et n’absorbe aucun rayonnement provenant de l’extérieur. Sa distribution spectrale est régie par la loi de Planck et dépend de sa température. La fonction de Planck décrit la luminance 01λ d’un corps noir à une température T et à la longueur d’onde: 5 89 ?@ [I-8] 01( ) = 2ℎ471 , :;<= /−1 λ 6
Les variations de la fonction de Planck en fonction de la température et de la longueur d’onde sont représentées sur la figure 6 suivante .
1ère loi de Wien
D’après la loi de Planck, l’intensité spectrale du corps noir admet un maximum pour une longueur d’onde λmax, exprimée en mètre, à la température T exprimée en Kelvin. La 1ère loi de Wien montre que le produit λmax.T est une constante (en m.K) : 6ABC = 2,898. 10?G [I-9]
Processus d’émission du continuum
Le spectre d’émission du continuum a largement été étudié dans la littérature. Il se décompose en deux parties : le spectre continu atomique et le spectre continu moléculaire. Le continuum atomique est la somme de plusieurs phénomènes: le rayonnement de freinage, la recombinaison radiative et l’attachement radiatif. Le continuum moléculaire provient quant à lui essentiellement des transitions libre-liée correspondant aux processus de photoionisation et de photodissociation des molécules. Le calcul du continuum moléculaire nécessite la connaissance des sections efficaces de photoabsorption totale de chacune des molécules étudiées. Ces sections efficaces n’étant pas disponibles dans la littérature pour des molécules à base de Cu et de W, nous nous sommes basés sur les travaux de Christopher Jan [JCGB14] pour les évaluer. Nous présenterons dans cette partie les expressions permettant d’obtenir l’émission du rayonnement continu, dont la sommation constitue le coefficient total d’émission du continuum εq » « rrsp(T). À partir de la loi de Kirchhoff équation [I-13], il est alors possible de remonter au coefficient d’absorption du continuum Kq » « rrsp(T).
La recombinaison radiative
La recombinaison radiative d’un ion de charge z+, est le phénomène créé par l’attachement d’un électron avec l’ion de charge z+ pour créer un atome neutre ou un ion de charge (z-1)+. Il est régi par l’équation suivante : Auv + e? ↔ A( u?@)v + hν tel que hν = Ez s(u?@)v − ∆Eu − E (u?@)v + E| [II-1]
avec i le niveau d’énergie Ei de l’atome ou de l’ion de charge (z-1)+, } A(~?@)v l’énergie limite d’ionisation de l’ion •( ~?@)v, (~?@)v l’énergie d’excitation de l’ion •( ~?@)v créé, ∆ ~ l’abaissement du potentiel d’ionisation, et € l’énergie de l’électron. Ce type de phénomène a une distribution en fréquence continue sur tout le spectre d’émission et est souvent prépondérant dans l’émission continue d’un plasma thermique. Le coefficient d’émission qui résulte de la recombinaison radiative s’écrit [Gong86] : !|q (T) = C@. N|. Nuv z5 hν uv (u?@)v [II-2] εp Q » uv(T) √T …1 − exp ,− k‡ /ˆ g@ ξp (T).
Avec c‰#€9 le coefficient d’émission dû à la recombinaison radiative qui s’exprime en (J/m3/ster) ; et ξp(u?@)v( ) le facteur de Biberman-Schluter de l’espèce Š(‹?@)v que l’on obtient grâce à la relation suivante [BiNU61] [BiNo60]: Œ • Ž G ••(‘’“)”?••– ∑ 8‰ Y (•) (u?@)v ;<= ?;<= [II-3] ξp ( ) = 4 (~?@)v *5—² @‹v Œ 8‰ ™;<= − 1Ž.
L’attachement radiatif
L’attachement radiatif est dû à la présence d’atomes électronégatifs dans le plasma, qui vont venir capturer un ou plusieurs électrons pour venir compléter leur couche électronique supérieure. De cette capture résulte l’émission d’un photon. Bien que ce phénomène soit souvent minoritaire dans l’émission du continuum, il devient important en présence de fluor ou de souffre, qui sont des espèces électronégatives. Cette capacité à capturer un électron peut s’évaluer au travers de leur affinité électronique (F = 328 kJ/mol, S = 200.4 kJ/mol, C = 121.9 kJ/mol, W = 78.6 kJ/mol et Cu = 118.5 kJ/mol). L’équation suivante décrit ce phénomène : A + e? ↔ A? + hν tel que hν = E¯ + E|.
Processus de rayonnement du continuum moléculaire
Le coefficient d’absorption moléculaire d’un plasma est la résultante des processus de photodissociation, photoinisation et de photoionisation dissociative d’une molécule. Ce coefficient est calculé en multipliant la section efficace totale de photoabsorption d’une molécule par sa densité dans le plasma : bA }é9Ó} B #€ÔK<Õ (•, ) = Y ÔK< Õ (•, ). ‘ÖKQÕ ( ) [II-18]
•CLª étant une molécule quelconque.
En toute rigueur, considérer la section efficace du continuum d’une molécule constante avec la température n’est pas une hypothèse valable. La structure électronique d’une molécule et le peuplement de ces niveaux excités en fonction de la température entraîne des variations de section efficace. Cependant ces variations peuvent être considérées comme faibles étant donnée la variation de la densité de la molécule ‘ÖKQÕ en (m-3) et fonction de la température. Nous pouvons donc estimer la variation du coefficient d’absorption du continuum moléculaire avec la température par l’évolution de la densité d’espèce ‘ÖKQÕ ( ). En considérant, la section efficace d’une molécule dans un gaz à 300 K (qui est souvent l’une des seules données disponibles dans la littérature), nous pouvons calculer l’absorption du continuum moléculaire avec la relation suivante : bA }é9Ó}B #€ÔK<Õ (•, ) = Y ÔK<Õ À•, 300 bÁ ∙ ‘ÖKQÕ ( ) [II-19]
En effectuant la somme des coefficients d’absorption du continuum moléculaire de chaque espèce présente dans le plasma, nous pouvons déterminer le coefficient total d’absorption du continuum moléculaire. Dans l’expression suivante, la somme est effectuée sur toutes les molécules i considérées dans le plasma. A }é9Ó}€Z bA }é9Ó}B #€(•, ) = Y Å À•, 300 bÁ ∙ ‘ ( ) [II- 20].
Les sections efficaces de photo-absorption totales des molécules issues du mélange SF6-C2F4 ont déjà été étudiées précédemment par Jan [JCGB14]. Dans le cas des molécules issues des mélanges ternaires SF6-C2F4-Cu et SF6-C2F4-W à bases de Cu et W il n’y a pas de donnée disponible dans la littérature. Afin de prendre en compte ces molécules dans le calcul du continuum moléculaire, nous nous sommes basé sur l’approximation mise en place par Jan [JCGB14] qui nous a permis de calculer les sections efficaces de photo-absorption totale des molécules suivantes : CuF, CuF2, Cu2, WF, WF2, WF3, WF4, WF5 et WF6.
Contribution des phénomènes sur le continuum des gaz purs
Nous représentons ici les contributions des coefficients d’absorption des processus collisionnels pour quelques températures, le but étant de montrer l’importance de chacun des processus en fonction de la gamme de température ou de la gamme de fréquence sur le coefficient total d’absorption du continuum.
|
Table des matières
CHAPITRE I. DU DISJONCTEUR HAUTE-TENSION A L’ARC ELECTRIQUE
I. INTRODUCTION
II. GENERALITE SUR LE DISJONCTEUR HAUTE TENSION
II.1. Les réseaux électriques
II.2. Le disjoncteur haute-tension
II.2.i. Le disjoncteur à huile
II.2.ii. Le disjoncteur à air comprimé
II.2.iii. Le disjoncteur à vide
II.2.iv. Les disjoncteurs au SF6
II.3. Le fonctionnement des DHT au SF6
II.4. Modélisation ou essais réels
III. LES PLASMAS THERMIQUES
III.1. Généralités sur les plasmas thermiques
III.1.i. Equilibre thermodynamique complet
III.1.ii. Équilibre Thermodynamique Local (ETL)
III.1.iii. Les fonctions de partition
III.2. Propriétés thermodynamiques
III.2.i. La densité de masse
III.2.ii. Densité de particules par kg
III.2.iii. Chaleur spécifique à pression constant
III.3. Base du rayonnement thermique
III.3.i. Le corps noir et la loi de Planck
III.3.ii. 1ère loi de Wien
III.3.iii. 2ème loi de Wien
III.3.iv. Loi de Stefan – Boltzmann
III.3.v. Équation du transfert radiatif
CHAPITRE II. CALCUL DU SPECTRE D’EMISSION ET COEFFICIENT D’ÉMISSION NETTE
I. INTRODUCTION
II. PROCESSUS D’EMISSION DU CONTINUUM
II.1. La recombinaison radiative
II.2. L’attachement radiatif
II.3. Rayonnement de freinage électron-ion
II.4. Rayonnement de freinage électron-atome neutre
II.5. Processus de rayonnement du continuum moléculaire
II.6. Contribution des phénomènes sur le continuum des gaz purs
III. PROCESSUS D’EMISSION DU RAYONNEMENT DES RAIES ET PHENOMENES D’ELARGISSEMENT
III.1. Élargissement naturel
III.2. Elargissement Doppler
III.3. Elargissement de pression
III.3.i. Elargissement de Van der Waals
III.3.ii. Elargissement de résonance
III.3.iii. Elargissement Stark
1) Effet Stark quadratique
2) Correction de Griem : interaction avec les ions
3) Effet Stark quadrupolaire
III.4. Profil de Voigt
IV. DESCRIPTION DU SPECTRE D’ABSORPTION
IV.1. La méthode du facteur de fuite.
IV.2. La description fine du spectre d’absorption
V. LE COEFFICIENT D’ÉMISSION NETTE
V.1. Méthode de calcul du Coefficient d’Émission Nette
V.1.i. Emission nette du continuum
V.1.ii. Emission nette des raies
V.2. Impact de la méthode de traitement des raies sur le Coefficient d’Émission Nette
V.3. Influence des vapeurs organiques
V.4. Influence des vapeurs métalliques
CHAPITRE III. CALCUL DES COEFFICIENTS DE TRANSPORT
I. INTRODUCTION
II. METHODE DE CHAPMAN-ENSKOG
III. LES INTEGRALES DE COLLISION
III.1. Les intégrales de collision effectives
III.2. Relation de récurrence
III.3. Les intégrales « sphères rigides »
III.4. Les potentiels d’interaction
III.4.i. Les interactions neutre-neutre
1) Méthode du potentiel de Lennard-Jones
III.4.ii. Les interactions électron-neutre
III.4.iii. Les interactions ion-neutre
1) Les collisions élastiques
2) Le transfert de charge
III.4.iv. Les interactions chargé-chargé
III.5. Les intégrales de collision du mélange SF6-Cu
III.5.i. Potentiel d’interaction neutre-neutre
IV. METHODE DE CALCUL DES COEFFICIENTS DE TRANSPORT
IV.1. La conductivité électrique
IV.2. La conductivité thermique
IV.2.i. La conductivité thermique de translation
1) La Conductivité thermique de translation des électrons
2) La conductivité thermique de translation des particules lourdes
IV.2.ii. La conductivité thermique interne
IV.2.iii. La conductivité thermique de réaction
IV.3. La viscosité
V. INFLUENCE DES VAPEURS ORGANIQUES ET METALLIQUES SUR LES COEFFICIENTS DE TRANSPORT
V.1. La conductivité électrique
V.2. La conductivité thermique
V.3. La viscosité
CHAPITRE IV. ETUDE DES LOIS DE MELANGE
I. INTRODUCTION
II. LES LOIS DE MELANGE
II.1. Proportion massique ou proportion volumique
II.2. Lois de mélange simples
II.3. Loi de Wilke
II.4. Lois de mélanges issues des travaux de « Weissman -Vanderslice – Yun – Masson »
II.5. Loi de mélange spécifique à la conductivité électrique
II.6. Loi de mélange spécifique aux cas SF6-C2F4-Cu
II.6.i. Loi massique ternaire « 99% SF6-1% Cu »
II.6.ii. Loi massique binaire « SF6-Cu »-C2F4
III. LA CONDUCTIVITE ELECTRIQUE
III.1. SF6-C2F4-Cu
III.2. SF6-C2F4-W
IV. LA CONDUCTIVITE THERMIQUE
IV.1. SF6-C2F4-Cu
IV.2. SF6-C2F4-W
V. VISCOSITE
V.1. SF6-C2F4-Cu
V.2. SF6-C2F4-W
VI. LE COEFFICIENT D’ÉMISSION NETTE
VI.1. SF6-C2F4-Cu
VI.2. SF6-C2F4-W
VII. CONCLUSION
CONCLUSION
RÉFÉRENCES
Télécharger le rapport complet
