On phenomena in ionized gases

2. Experimental setup and diagnostic methods 

The  experimental  setup  consists  of  a  cylindrical 

discharge  chamber  with  a  height  of  10 cm  and  a 

diameter  of  15 cm.  The  planar  solenoid  which  is 

connected to the RF generator (2 MHz, P

max

 = 2 kW) 

via  a  matching  network  is  placed  on  top  of  the 

vessel. It is separated from the discharge by a quartz 

plate  serving  as  dielectric  window.  Two  different 

quartz  plates  can  be  installed:  the  first  one  has  a 

thickness  of  20 mm  in  order  to  withstand  atmo-

spheric pressure. This allows operating the solenoid 

in  ambient  air  what  is  the  standard  setup  of  planar 

ICP’s.  In  the  second  setup,  the  thickness  of  the 

quartz plate is reduced to 3 mm. As this plate cannot 

withstand atmospheric pressure, the coil is placed in 

an additional vacuum chamber. 

Plasma  parameters  are  obtained  from  a  movable 

Langmuir  probe  and  optical  emission  spectroscopy. 

The RF power delivered by the generator to the load 

is  determined  with  an  in-line  V-I  probe.  An  RF 

current transformer measures the RF current running 

through  the  plasma  coil.  With  these  quantities,  the 

coupling  efficiency    can  be  calculated  [2].  It 

should be noted that impedance matching of the load 

to 50  is always perfectly achieved for the present-

ed  measurements  (i.e.  P

reflected

  =  0  W)  by  adjusting 

the variable capacitors in the matching unit. 

 

3. Results and discussion 

The  measurements  show  that  the  RF  coupling 

efficiency  increases  in  general  with  higher  RF 

power. At varying pressure,  exhibits a broad max-

imum between 3 and 5 Pa. These relative behaviours 

are  also  typical  for  ICPs  operated  with  rare  gases 

and can be explained with the variation of the elec-

tron density due to the change of RF power and with 

the change of the effective collision frequency of the 

plasma electrons at varying gas pressure [1, 2]. 

Installing  the  thin  quartz  plate  increases  the 

coupling  efficiency  significantly  from  around  45% 

to  70%  at  5  Pa.  The  RF  field  magnitude  drops 

rapidly  with  increasing  distance  from  the  coil. 

Therefore,  much  higher  RF  fields  reach  the  plasma 

with a thin dielectric window  what is beneficial for 

the coupling. In a next step, the influence of the RF 

frequency on  is going to be investigated. 

 

Acknowledgements 

The  authors  would  like  to  thank  the  Deutsche 

Forschungsgemeinschaft  (DFG)  for  their  support 

within the project BR 4904/1-1. 

 

References 

[1] E. A. Kral’kina, Physics – Uspekhi 51, 493 – 

512 (2008). 

[2] J. Hopwood, Plasma Sources Sci. Technol. 3, 

460 – 464 (1994). 

9 

112

XXXIII ICPIG, July 9-14, 2017, Estoril/Lisbon, Portugal 

 

 

Calculation of electron velocity distribution function 

under crossed electric and magnetic fields using a propagator method 

 

H. Sugawara

P

 

 

Graduate School of Information Science and Technology, Hokkaido University, Sapporo, Japan 

 

A  propagator  method  (PM)  to  calculate  the  Boltzmann  equation  (BE)  for  the  electron  velocity 

distribution  function  (EVDF)  in  gas  was  extended  for  that  under  crossed  electric  and  magnetic 

(E

×B) fields.  Three-variable velocity space was divided into cells and the number of electrons in 

each cell was calculated with a three-dimensional memory array.  The propagators to operate the 

intercellular electron transfers due to acceleration and collisional scattering were customized for the 

cell configuration and the electron acceleration particular to the E

×B fields.  Equilibrium EVDFs at 

some E/N and B/N values were obtained using a numerical relaxation scheme, and electron transport 

parameters derived from the EVDFs agreed with those obtained by a Monte Carlo (MC) simulation.   

 

1. Introduction 

In a PM [1] to solve the BE for the EVDF, velocity 

space is divided into cells and the number of electrons 

in each cell is calculated.  While the EVDF under a dc 

E  field  is  a  two-variable  function  for  its  azimuthal 

symmetry, that under E

×B fields is three-variable.  Its 

calculation requires a huge memory capacity and the 

computational  load  is  heavy.    It  was  recent  that 

computers  became  capable  of  such  calculations.    A 

prototype PM code for the EVDF under E

×B fields 

was composed with customized propagators (Green's 

functions) to deal with intercellular electron transfers 

due  to  acceleration  and  collisional  scattering.    This 

report presents results of benchmark calculations.   

 

2. Field model and PM configuration 

In three-variable velocity space (

v,

 

θ,

 

φ) related to 

velocity 

v = (v

x

,

 

v

y

,

 

v

z

) as 

v

x

 = 

v

 

sin

θ

 

cos

φ, v

y

 = 

v

 

cos

θ 

and 

v

z

 = 

v

 

sin

θ

 

sin

φ under E = (0,

 

0,

 

−E) (E

 

>

 

0) and B 

= (0,

 

B,

 

0), the (i,

 

j,

 

k)th cell was defined as the region 

of 

v

i

−1

 

≤ v < v

i

, (j

 

−

 

1)

Δθ ≤ θ < jΔθ and (k

 

−

 

1)

Δφ ≤ φ < 

k

Δφ.  Here, v

i

 = 

v

1eV

(i

Δε/ε

1eV

)

1/2

, 

v

1eV

 is the electron 

speed associated with 1

 

eV and 

ε

1eV

 = 1

 

eV.  Desirable 

resolution  depends  on  gas  medium,  E/N  and  B/N, 

where  N  is  the  gas  molecule  number  density.    The 

present PM adopted 

Δε = 0.01

 

eV for 0

−100

 

eV, 

Δθ = 

π/90 and Δφ = 2π/360 for SF

6

 at N = 10

22

 

m

−3

.   

Electron  acceleration  a  =  (a

x

,

 

a

y

,

 

a

z

)  =  d

v/dt  = 

(d

v

x

/dt,

 

d

v

y

/dt,

 

d

v

z

/dt) by the E

×B fields is dependent 

on 

v as a

x

 = (e/m)

v

z

B, a

y

 = 0 and a

z

 = (e/m)(E

 

−

 

v

x

B), 

where  e  and  m  are  the  electronic  charge  and  mass, 

respectively.  a is rotational around an axis in velocity 

space.  The intercellular electron transfer due to a was 

evaluated  as  the  integral  of 

Γ⋅n over a cell surface, 

through  which  electrons  move  to  the  downstream 

neighbour cells.  Here, 

Γ and n are the electron flux 

and the normal vector at the cell surface, respectively.   

The collision propagator represents discontinuous 

changes of 

v and 

θ at scatterings.  Isotropic scattering 

was assumed for the collision propagator.   

The  EVDF  was  relaxed  from  a  Maxwellian  by 

applying  the  propagators  to  the  EVDF  using  a 

numerical  scheme  like  the  Gauss

−Seidel  method.  

Components 

v

z

  and  v

x

  of  the  average  electron 

velocity under the Hall deflection were derived and 

compared with those obtained by MC simulations.   

 

3. Results 

Table 1 shows MC and PM results of 

v

z

 and v

x

 

in SF

6

 at E/N = 100

−500

 

Td (1

 

Td = 10

−21

 

Vm

2

) and 

B/N = 100

−500

 

Hx (1

 

Hx = 10

−27

 

Tm

3

).  They agree 

with each other within discrepancies of a few percent.   

 

4. Summary 

A basic calculation scheme of the PM for EVDFs 

under E

×B fields was established.  Improvement of 

the precision via adjustment of resolution and further 

extension of the PM to real-space electron transport 

parameters are considered as succeeding work.   

 

Acknowledgement 

This  work  was  supported  by  JSPS  KAKENHI 

Grant Number JP16K05626.   

 

Reference 

[1]  H.  Sugawara,  Plasma  Sources  Sci.  Technol. 

(2017) (at press) doi: 10.1088/1361-6595/aa5d7f .   

Topic number 5 

Table  1.  Components  (

v

z

,  v

x

)  (10

4

  m s

−1

)  of  the  average 

electron velocity under the Hall deflection: 

v

z

, component of the 

−E direction; and v

x

, component of the E

×B direction.   

 

Method

100 Hx 

200 Hx 

500 Hx 

100 Td

MC 

PM 

  (6.39, 0.44) 

  (6.37, 0.43) 

  (6.30, 0.86) 

  (6.29, 0.86) 

  (5.79, 1.99) 

  (5.76, 1.96)

200 Td

MC 

PM 

(11.44, 0.68) 

(11.42, 0.69) 

(11.31, 1.36) 

(11.31, 1.37) 

(10.59, 3.21) 

(10.57, 3.22)

500 Td

MC 

PM 

(23.89, 1.19) 

(23.90, 1.20) 

(23.71, 2.36) 

(23.74, 2.38) 

(22.68, 5.74) 

(22.68, 5.74)

113

XXXIII ICPIG, July 9-14, 2017, Estoril/Lisbon, Portugal 

 

 

Gliding arc plasmatron for CO

2

 splitting: A chemical kinetics modelling 

perspective 

 

 

S. Heijkers

1

, M. Ramakers

1

, 

M

G. Trenchev

P

1

P

, A. Berthelot

1

, A. Bogaerts

1

P

  

 

P

1

P

 Research group PLASMANT, Department of Chemistry, University of Antwerp, Belgium   

 

Experiments show that the gliding arc plasmatron (GAP) has significant potential to 

split  CO

2

  in  an  energy  efficient  way.  However,  a  detailed  description  of  the  most 

important chemical pathways in this type of reactor has not been elucidated yet. We 

therefore present a detailed chemical kinetics model for CO

2

 in a GAP.  The model 

results, such as CO

2

 conversion and the resulting energy efficiency, are in very good 

agreement with experimental data, for different values of specific energy input.  Both 

the  model  and  experiments  show  that  the  obtained  energy  efficiency  is  quite 

promising (>20%) due to energy efficient vibration induced dissociation. 

 

1. Introduction 

Plasma  technologies  for  converting CO

2

 into value-

added  chemicals  in  an  energy  efficient  way  and  at 

atmospheric pressure are highly wanted. The gliding 

arc  discharge  is  one  of  these  possible  candidates

[1]

. 

A 0D kinetic model for the conventional gliding arc 

for  pure  CO

2

  has  therefore  already  been 

developed

[2]

.  A  significant  amount of gas, however, 

passes  the  plasma  without  any  conversion  in  the 

conventional  configuration  and  the  high  current 

density  causes  strong  electrode  degradation

[3]

.  To 

tackle these issues, reverse vortex flow stabilization 

was  introduced

[1],[3]

.  To  the  authors’  knowledge,  a 

full  kinetic  study  of  the  GAP  for  pure  CO

2

  has  not 

yet been conducted, which is thus presented here. 

 

2. Methodology 

We  used  a  0D  chemical  kinetics  model,  called 

ZDPlaskin

[4]

  with  the  built-in  Boltzmann  solver, 

BOLSIG+

[5]

.  The  chemistry  set  is  based  on  the 

original work of Kozak et al.

[6]

 in which vibrational 

excitation  till  the  dissociation  limit  of  CO

2

  is  taken 

into account, and was recently updated by Koelman 

et  al

[7]

.  The  dissociation  cross  section  used  in  this 

study  is  the  one  proposed  by  Phelps,  with  7eV 

threshold, suggested by Bogaerts et al. 

[8]

.  

 

3. Results 

In Figure 1, we show the calculated CO

2

 conversion 

and  energy  efficiency.  They  are  in  very  good 

agreement with the experimental results obtained by 

Ramakers  et  al. 

[9]

.  Both  in  the  model  and 

experiments,  energy  efficiencies  greater  than  or 

equal to 23% were obtained. This is attributed to the 

large  contribution  of  vibration  induced  dissociation 

(> 70%), followed by electron impact dissociation. 

 

Figure  1:  Calculated  and  measured  CO

2

  conversion  (left 

y-axis)  and  energy  efficiency  (right  y-axis)  as  a  function 

of the specific energy input (SEI).

 

3. References 

[1]  T.  Nunnally,  K.  Gutsol,  A.  Rabinovich,  A. 

Fridman,  A.  Gutsol,  and  A.  Kemoun,  J.  Phys.  D. 

Appl. Phys. 44 (2011) 274009. 

[2] S.R. Sun, H.X. Wang, D.H. Mei, X. Tu, and A. 

Bogaerts, J. CO2 Util. 17 (2016) 220. 

[3] C.S. Kalra, Y.I. Cho, A. Gutsol, A. Fridman, and 

T.S. Rufael, Rev. Sci. Instrum. 76 (2005) 25110. 

[4]  S.  Pancheshnyi,  B.  Eismann,  G.J.M.  Hagelaar, 

and L.C. Pitchford (2008). 

[5]  G.J.M.  Hagelaar  and  L.C.  Pitchford,  Plasma 

Sources Sci. Technol. 14 (2005) 722. 

[6]  T.  Kozák  and  A. Bogaerts, Plasma Sources Sci. 

Technol. 23 (2014) 45004. 

[7]  P.  Koelman,  S.  Heijkers,  S.  Tadayon  Mousavi, 

W. Graef, D. Mihailova, T. Kozak, A. Bogaerts, and 

J. van Dijk, Plasma Process. Polym. (2016). 

[8]  A.  Bogaerts,  W.  Wang,  A.  Berthelot,  and  V. 

Guerra,  Plasma  Sources  Sci.  Technol.  25  (2016) 

55016. 

[9]  M.  Ramakers,  G.  Trenchev,  S.  Heijkers,  W. 

Wang,  and  A.  Bogaerts,  Energy  Environ.  Sci. 

submitted (2017). 

Topic number: 5 

114

XXXIII ICPIG, July 9-14, 2017, Estoril/Lisbon, Portugal 

 

 

Mechanistic studies of H

2

 production from H

2

O using a low power Al/Al

2

O

3

 

microplasma chip reactor  

 

Z.S. Wiersma

1

, Z. Dai

2

, S.-J. Park

2

, J.G. Eden

2

 

 

1

Department of Chemistry, University of Illinois at Urbana-Champaign, Urbana, IL 61801, USA 

2

Department of Electrical and Computer Engineering and Laboratory for Optical Physics and Engineering, 

University of Illinois at Urbana-Champaign, Urbana, IL 61801, USA 

 

The  transition  to  a  H

2

-based  energy  economy  is  considered  an  important  step  towards  the 

alleviation of fossil fuel environmental effects. The current work demonstrates that plasmachemical 

water reactions within microplasma channels produce significant H

2

. The mechanisms underlying 

these  reactions  are  studied  to  optimize  H

2

  production  efficiency.  Chemical  processes  are 

characterized  using  a  variety  of  gaseous  measurement,  optical  characterization,  and  surface 

analysis  techniques.  The  results  demonstrate  that  the  plasmachemical  reactions  deposit  regular 

aluminium oxide and aluminium hydroxide structures along the walls of the microplasma channels. 

However,  the  electrical  characteristics  of  the  microplasma  device  are  completely  retained  after 

more than 160 minutes of plasma reactions despite nanoparticle growth within the microchannels. 

Thus, microplasma chip reactors may have potential to aid the transition to a global H

2

 economy. 

  

Hydrogen  is  an  ideal  fuel  because  of  its  ultra-

high  energy  density,  lack  of  harmful  combustion 

byproducts, and availability in common sources like 

water. However, H

2

 lacks global adoption as a fuel 

because  virtually  all  H

2

  is  synthesized  from  fossil 

fuels  through  expensive  and  energy-intensive 

industrial  processes  such  as  methane  steam 

reforming.[1]  Alternatively,  small  amounts  of 

hydrogen  can  be  made  on-demand  through  water 

electrolysis,  but  this  process  is  similarly  energy 

intensive,  requires  high  electrolyte  concentrations, 

and  its  non-specific  reactions  can  produce  harmful 

reaction  byproducts.  As  an  example  of  non-

specificity,  water electrolysis can emit chlorine gas 

when  chloride  ions  are  present  in  solution.[2] 

Despite these limitations, the numerous applications 

of  on-demand  H

2

  fuel  encourages  research  to 

produce it at low cost and high efficiency.  

Microplasmas  are  an  emerging  technology  with 

promising  potential  for  hydrogen  production.[3] 

Microplasmas  are  micrometer-scale  ionized  gases. 

In  contrast  to  traditional  macroscale  plasma 

apparatuses,  microplasma  chips  use  nanoporous 

materials  with  microscale  channel  dimensions  to 

reduce  dielectric  breakdown  voltages.  These  chips 

can  operate  at  room  temperature  and  pressure,  and 

provide  molecular  excitation  via  weakly  ionized 

nonthermal plasma.[4] Powers on the order of 1 W 

can excite nonthermal plasmas.[5]  

Microplasma chips can produce H

2

 on-demand at 

high efficiency and specificity using H

2

O as fuel, as 

the  current  work  demonstrates.  The  chips  are 

modularly  parallelizable,  suggesting  large  amounts 

of  H

2

  can  be  created  at  high  efficiency,  and  thus 

have  significant  industrial  potential.[6]  On-site 

hydrogen  sources  are  needed  for  a  wide  variety  of 

energy  applications  including  hydrogen  filling 

stations, fuel cells, and hydrogen energy storage.[7] 

Efficient and low power production of H

2

 from H

2

O 

would eliminate global dependence on fossil fuels. 

 

References 

[1]  A.  Iulianelli,  S.  Liguori,  J.  Wilcox,  A.  Basile, 

Cat. Rev., 58 (2016) 1-35. 

[2]  G.  Chisholm,  L.  Cronin,  Storing  Energy:  with 

Special  Reference  to  Renewable  Energy  Sources, 

(2016) 315. 

[3] C. Charles, Front.Phys., 2 (2014). 

[4]  J.  Eden,  S.-J.  Park,  J.  Cho,  M.  Kim,  T. 

Houlahan,  B.  Li,  E.  Kim,  T.  Kim,  S. Lee, K. Kim, 

IEEE Trans. Plasma Sci., 41 (2013) 661-675. 

[5] K.H. Schoenbach, K. Becker, EPJ D, 70 (2016) 

1-22. 

[6]  O.K.  Sung,  J.G.  Eden,  IEEE  Photon.  Technol. 

Lett., 17 (2005) 1543-1545. 

[7]  A.  Züttel,  P.  Mauron,  S.  Kato,  E.  Callini,  M. 

Holzer, J. Huang, CHIMIA, 69 (2015) 264-268. 

 

Topic number: 17 

115

XXXIII ICPIG, July 9-14, 2017, Estoril/Lisbon, Portugal 

 

 

Internal Pressure Rise due to Arc under Insulating Oil in a Closed Vessel 

-Fundamental Examination for Oil-filled Power Equipment- 

 

T. Tadokoro

P

1

P

, 

U

M. Kotari

P

1

P

, T. Ohtaka

1

1

P

 and M. Iwata

P

1

P

 

 

P

1

P

 Central Research Instituto of Electric Power Industry, Yokosuka, Japan 

P

 

 

When an arc fault occurs inside oil-filled equipment such as transformers in electric power systems, 

it heats the oil, thus generating flammable gas, and it causes dynamic increases in pressure, which can 

lead to a blowout. This paper reports a fundamental study on pressure rise due to an arc in a closed 

vessel containing air and oil. The pressure rises in the air and oil are measured under experimental 

conditions involving a 2.0-kA arc current, and 100-ms arc duration. The experimental results show 

that the arc decomposes surrounding oil to the flammable gas and the pressure oscillations vary in air 

and in oil. Our approximate pressure rise calculations considering oil flux are consistent with the 

experimental results.