On phenomena in ionized gases

References

   [1] F.X.Bronold, H.Fehske, arXiv:1702.00644.

   [2] J.G. Eden et al., IEEE Trans. Plasma Sci. 41

(2013) 661.

   [3] M.K. Kulsreshath et al., J. Phys. D: Appl.

Phys.  45 (2012) 285202.

                    3

129

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

 

 

Property of high-pressure Ar plasma induced by femtosecond laser 

 

K. Tsuchida

UPP

, N. Tsuda

PP

, J. Yamada 

 

P

 Dept. of Electronics, Aichi Institute of Technology 

P

1247, Yachigusa Yakusa Toyota 470-0392 Japan 

 

A femtosecond laser is focused at high-pressure Ar gas up to 100atm. An electron density and an 

electron  temperature  of  are  respectively  measured  at  the  focal  spot. 

Dense  plasma  with  an 

electron density of the order of 10

25

 - 10

26

 m

-3

 at focal spot is obtained.

 

The initial electron 

is produced by multiphoton ionization because the laser intensity at the focal spot reaches 

10

13

W/cm

2

.  The  electron  density  is  calculated  by  cascade  ionization  and  two-electron 

three-body  recombination.  The  calculated  results  under  10atm  are  lower  than  the 

experimental  results,  because  this  theoretical  calculation  does  not  include  effect  of 

multiphoton ionization.

 

 

1. Introduction 

When a nanosecond excimer laser was focused at 

high-pressure  Ar  gas  up  to  150atm,  property  of 

laser-induced  plasma  had  been  investigated.  The 

laser intensity at the focal spot reached 10

11 

W/cm

2

. 

An  electron  density  at  focal  spot  reached  order  of 

10

26

  -  10

27

  m

-3

[1],  and  an  electron  temperature 

reaches 10eV[2]. 

When  high-pressure  Ar  gas  up  to  100atm  is 

irradiated by femtosecond laser, electron density and 

electron temperature of laser induced plasma at the 

focal spot are respectively measured.  

 

2. Experimental arrangement 

The  experiment  arrangement  of  electron  density 

measurement is shown in Fig. 1. The titan sapphire 

femtosecond  laser  is  operated  with  a  single  shot 

operation. A pulse half width is 100fs, a wavelength 

is 780nm and a laser energy reaches 100mJ. The laser 

power is controlled by the ND filter. Electron density 

is  measured  by  Mach-Zender  interferometer.  The 

Ar-ion laser is used as a probe laser source. The peak 

time  of  interferometric  signal  is  measured.  It  is 

difficult to find out a turning point of interferometric 

signal  at  which  the  electron  density  reaches  a 

maximum.  Therefore,  the  peak  electron  density  is 

estimated  by  extrapolating  the  observed  electron 

density  up  to  the  time  at  which  laser  pulse  is 

terminated. 

 

3. Experimental results and discussion 

Dense  plasma  with  an  electron  density  of  the 

order of 10

25

 - 10

26

 m

-3

 at focal spot is obtained. The 

theoretical  calculation  of  electron  density  and 

experimental results are shown in Fig. 2. The initial 

electron  is  produced  by  multiphoton  ionization 

because the laser intensity at the focal spot reaches 

10

13

W/cm

2

.  The  electron  density  is  calculated  by 

cascade  ionization  and  two-electron  three-body 

recombination.  The  calculated  results  under  10atm 

are lower than the experimental results, because this 

theoretical  calculation  does  not  include  effect  of 

multiphoton ionization. We are planning to report the 

electron  temperature  at  the  focal  spot  in  the 

conference. 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Fig.1 Experimental arrangement 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Fig.2 Electron density 

 

4. References 

[1] N.Tsuda, Y.Uchida, J.Yamada, Jpn.  J.  Appl. 

Phys., Vol. 36, Part 1, No.7B, (1997), pp.4690-4694. 

 

[2] N.Tsuda, J.Yamada, Jpn. J. Appl. Phys., Vol. 

38, No.6A, (1999), pp.3712-3715. 

15 

1.0E+24

1.0E+25

1.0E+26

1.0E+27

1.0E+28

1

10

100

El

ect

ro

n

 d

en

si

ty

[m

-3

]

Pressure[atm]

Pulse width 100fs

Focal spot radius 500μm

Laser energy; Theoritical electron density, 

50mJ;               , 30mJ;               ,20mJ;               ,

10mJ;               ,5mJ;               ,

Laser energy; Experimental electron density,

50mJ;    ,  30mJ;   ,  20mJ;    ,

10mJ;    ,5mJ;    , 

Atomic density  

Ar Ion 

Laser

Spectroscope PMT

Mirror1

Mirror2

Splitter2

Splitter1

Chamber

ND Filter

Oscilloscope

Titan sapphire

femtosecond Laser

Ar

130

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

 

 

Simulating Ignition and Development of Cathode Spots in Vacuum Arcs 

 

H. T. C. Kaufmann

P

1,2

P

, 

U

M. D. Cunha

UP

1,2

P

, M. S. Benilov

P

1,2

P

, W. Hartmann

P

3

, N. Wenzel

P

3

P,

 

 

P

1

P

 Departamento de Física, FCEE, Universidade da Madeira, Funchal, Portugal 

 

2

P

 Instituto de Plasmas e Fusão Nuclear, Instituto Superior Técnico, Universidade de Lisboa, Lisboa, Portugal  

P

  

 

3

P

 Siemens AG, Corporate Technology, Erlangen, Germany

 

 

A detailed numerical model of individual cathode spots in high-current vacuum arcs is developed 

with  account  of  all  the  relevant  mechanisms.  The  spot  is  ignited  and  a  crater  is  formed  on  the 

cathode surface. A jet of liquid metal in the direction of the plasma is formed and in certain cases 

the jet may detach from the cathode surface. No microexplosions (thermal runaway) are observed. 

 

1. The model 

A detailed numerical model of individual cathode 

spots in high-current vacuum arcs is developed. The 

model takes into account an “external” plasma (e.g., 

a  plasma  generated  for  arc  triggering,  a  bulk 

background plasma, or a plasma cloud left over from 

a  previous  spot  in  the  immediate  vicinity)  and  the 

plasma  produced  due  to  ionization  of  the  metal 

vapor  emitted  in  the  spot.  Both  kinds  of  plasma 

provide  energy  and  momentum  fluxes  over  the 

cathode surface. Ions from the external plasma enter 

the  cathode  space-charge  sheath  with  Bohm's 

velocity  and  are  accelerated  in  the  direction  of  the 

cathode.  The  plasma  produced  in  the  spot  is 

described by means of the model [1]. Melting of the 

cathode metal and motion of the melt are described 

by means of the heat conduction and Navier-Stokes 

equations.  

 

2. Results 

All phases of life of an individual spot on copper 

cathodes with microprotrusions and planar cathodes, 

are investigated. The spot is ignited by the action of 

the  external  plasma,  provided  that  this  action  is 

sufficiently strong and not too short-lived. The metal 

in  the  spot  is  melted  and  the  melt  is  accelerated 

toward  the  periphery  of  the  spot,  the  main  driving 

force being the pressure exerted by incident ions. In 

this  way,  a  crater  is  formed  on  the  cathode  surface 

(Fig. 1). A jet of liquid metal in the direction of the 

plasma  may  be  formed  as  well  and  in  certain  cases 

the  jet  may  detach  from  the  cathode  surface  (Fig. 

1b).  Vaporization  and/or  electron  emission,  as  well 

as  the  convective  heat  transfer,  are  dominant 

mechanisms of cooling of the spot and solidification 

of the metal. No microexplosions (thermal runaway) 

are observed. The results seem to be in stark contrast 

with the popular concept of explosive emission.  

 

 

Fig.  1.  Results  of  simulation  for  (a)  cathode  with  a 

microprotrusion: solidification of the melt after extinction 

of the external plasma; and (b) planar cathode: formation 

of a jet and ejection of material occur after extinction of 

the  external  plasma.  The  colors  denote  the  temperature 

distribution; the bar in K.  

 

3. Acknowledgements 

The  work  at  Universidade  da  Madeira  was 

supported  in  part  by  FCT  of  Portugal  through  the 

project Pest-OE/UID/FIS/50010/2013 and in part by 

Siemens AG.  

 

4. References 

[1] N.A. Almeida, M.S. Benilov, L.G. Benilova, 

W. Hartmann, N. Wenzel, IEEE Trans. Plasma Sci. 

41, 1938 (2013).

 

Topic 3 

131

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

 

Topic number 1 

 

 

Observation of the spin polarization of 

87

Rb atoms during 

collisions with oriented metastable helium atoms 

 

Victor Kartoshkin, Sergei Dmitriev, Nikolai Dovator, George Klementiev 

 

Ioffe Institute, Politechnicheskaya 26, 194021 St-Petersburg, Russia 

  

In  the  experiment  on  optical  orientation  in  gas  discharge  we  are  the  first    to 

experimentally observe a magnetic resonance signal of 5

2

S

1/2

 

87

Rb atoms by absorption of 

light from a helium lamp that was used to optically orient metastable 2

3

S

1

 

4

He atoms. The 

amplitude of the rubidium signal proved to be almost three orders of magnitude lower 

than the amplitude of the magnetic resonance of 2

3

S

1

 He atoms. It is shown that the anomaly 

in the amplitude ratios of the observed MR signals can be explained by the unidirectional action of 

two different factors (the presence of a large nuclear spin of rubidium atoms and depolarization of 

rubidium atoms between collisions).

The theoretical explanation of the effect is presented.   

 

1. Introduction  

Optical  orientation  of  atoms  in  gas  discharge  by 

polarized  radiation  is  a  powerful  tool  for  obtaining 

spinpolarized  atomic  particles.  Thus  obtained 

polarized  atomic  particles  have  been  used  both  to 

study  various  physical  processes  and  for  practical 

purposes. 

 

2. General 

Upon  optical  orientation  of  atoms  in  a  Rb–He 

mixture under gas discharge conditions, polarization 

transfer between particles can occur in the following 

collisions: 

Rb(5

2

S

1/2

)↑ + He (2

3

S

1

)↓↓  → Rb

+

( 4

1

S

0

) + He(1

1

S

0

) 

+ e

-

↓,                                                                       (1)              

 

Rb(5

2

S

1/2

) ↑+ He (2

3

S

1

) ↓↓ ↔ Rb(5

2

S

1/2

) ↓+ He 

(2

3

S

1

) ↓↑,                                                                (2)                                             

 

Rb(5

2

S

1/2

) ↑ + e

-

↓  ↔   Rb(5

2

S

1/2

) ↓ + e

-

↑,             (3)                                                                                                 

 

He (2

3

S

1

) ↓↓ + e

-

↑↔ He (2

3

S

1

) ↓↑ + e

-

↓,                (4)                                                                                       

Here,  the  arrow  denotes  conventionally  the 

direction of the electron spin of the particle. 

As  follows  from  (1)-(4),  if  the  polarization 

transfer process between colliding particles involves 

the  participation  of  metastable  helium  atoms,  it  is  a 

result  of  collisional  processes  of  two  types-elastic 

and  inelastic  collisions.  Thus,  reactions  (2)-(4) 

correspond  to  the  elastic  process,  as  a  result  of 

which the spin is transferred from one particle to the 

other,  with  the  total  momentum  being  preserved 

during collisions. At the same time, process (1) is an 

inelastic  process.  As a  result of the collision  of this 

type, the alkali atom is ionized (the Penning process) 

at  the  expense  of  the  internal  energy  of  the 

metastable  helium  atom  (19.82  eV).  As  a  result  of 

collisions  of  this  kind,  the  polarization  is  also 

transferred to an ensemble of alkali atoms. 

Previously  in  works  on  optical  orientation  of 

atoms  in  alkali–helium  plasma,  indirect  optical 

orientation of metastable helium atoms and electrons 

have  been  observed  in  the  case  in  which  Rb  atoms 

were  optically  oriented  by  resonant  radiation  of  a 

rubidium lamp. It follows from reactions (1)–(4) that 

a pattern of this kind should also be observed in the 

case  of  an  experiment  in  which  metastable  helium 

atoms  are  optically  oriented  in  the  2

3

S

1

  state, 

whereas  the  polarizations  of  rubidium  atoms  in  the 

ground  state  and  of  electrons  arise  as  a  result  of 

collisions with polarization transfer (by virtue of the 

symmetry  of  reactions  (1)–(4)  with  respect  to  Rb 

and  He  atoms).  However,  experimentally,  this  has 

not  been  detected.  This  paper  describes  our 

successful  attempt  to  observe  magnetic  resonance 

signals of polarized Rb. 

 

3. Conclusins 

Since the values of the nuclear and electron spins 

of  the  rubidium  atom  differ  by  tree  times,  upon  the 

redistribution  of  the  polarization  between  the 

electron  and  nuclear  systems,  the  value  of  the 

electron  polarization  becomes  considerably  smaller 

compared  to  the  polarization  that  was  initially 

transferred  upon  collision.  Subsequently,  under  the 

magnetic  resonance  conditions,  the  polarization  of 

the hyperfine F level of the Rb atom is destroyed. In 

this case, a change in the electron polarization of the 

rubidium  atom  that  the  helium  atom  “senses”  upon 

collision  will  also  be  small,  since,  as  was  noted 

above,  the  electron  spin  of  the  rubidium  is 

considerably  smaller  than  its  nuclear  spin. 

Therefore,  as  a  result  of  these  two  processes,  the 

change  in  the  polarization  transferred  to  rubidium 

will  affect  helium  more  than  an order  of  magnitude 

more  weakly  than  in  the  case  in  which  both  the 

registration  and  the  pumping  are  performed  using 

the light from the rubidium lamp. 

132

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

 

 

Enhancement of catalytic activity and stability during PPC for total 

oxidation of TCE in humid air over Fe-doped cryptomelane.  

 

S. Sultana

P

1

, N. Nuns

2

, P.Simon

2

, J.-M. Giraudon

2

P

, J.-F. Lamonier

2

, N. De Geyter

1

, R. Morent

1

 

 

P

1

P

 Ghent University, Faculty of Engineering, Department of Applied Physics, Research Unit 

Plasma Technology, Sint-Pietersnieuwstraat 41, 9000 Ghent, Belgium 

P

2

P

 Univ. Lille, CNRS, Centrale Lille, ENSCL, Univ. Artois, UMR 8181 – UCCS – Unité de Catalyse et Chimie du 

Solide, F-59000 Lille, France 

 

Cryptomelane  catalyst  K-OMS-2  of  ideal  formula  K(Mn

7

IV

Mn

III

)O

16

  is  modified  with  Fe  doping 

and  has  been  previously  used  as  catalyst  in  post-plasma  catalysis  (PPC)  in  the  course  of  total 

trichloroethylene  (TCE)  oxidation  in  moist  air  (RH=15%).  It  was  shown  that  adding  iron  to 

cryptomelane  allows  a  better  functioning  of  catalyst,  consequently,  combining  with  plasma 

significantly enhanced the catalytic performances (at 150

o

C). The issue we want to address herein 

is  the  effect  of  time  on  stream  on  the  performance  of  Fe-doped  cryptomelane  in  plasma  assisted 

TCE  oxidation.  It  is  found  that,  next  to  enhanced  catalyst  activity,  non-thermal  plasma  (NTP) 

remarkably  improves  the  stability  of  the  catalyst.  A  combined  X-ray  Photoelectron  Spectroscopy 

(XPS)  and Time of Flight-Secondary Ion Mass Spectrometry (ToF-SIMS) study on the fresh and 

used catalysts is in progress. 

 

1. Introduction 

The research of innovative technologies for VOC 

abatement  is  stimulated  to  accommodate  the  new 

stringent  standards  in  terms  of  VOC  emission.  One 

emerging  strategy  is  the  coupling  of  2  existing 

complementary technologies, namely here  NTP and 

heterogeneous  catalysis,  to  get  a  more  efficient 

process for VOC removal in air. 

In  this  study  it  is  shown  that  Fe-doped  (by  co-

precipitation:  Fe-KOMS-2  and  by  a  successive 

Fe(OH)x  (x  =  2;  3)  precipitation:  Fe/KOMS-2) 

cryptomelanes  with  the  assistance  of  NTP  are 

efficient  candidates  for  the  abatement  of  TCE 

(highly toxic chlorinated VOC) in terms of activity, 

selectivity and stability.  

 

2. Results and Discussion 

Our  results  shows  that,  initially  Fe  doped 

cryptomelane  (solid  red  and  green)  (regardless  the 

mode  of  Fe  incorporation)  exhibits  excellent 

activity 

to 

decompose 

TCE 

compared 

to 

cryptomelane  itself  (fig.  1).  A  maximum  obtained 

value  of  TCE  abatement  after  6  min  is  as  follows: 

Fe-KOMS-2  (75.5%)  >  Fe/KOMS-2  (48.5)  > 

KOMS-2  (22.6%).  However,  with  prolonged 

operation  time,  the  abatement  of  TCE  decreases. 

Clearly, 

this 

phenomenon 

indicates 

catalyst 

deactivation  either  by  chlorination  or  by  blocking 

the  active  sites.  Nonetheless,  both  undoped  and 

doped  catalysts  (dashed  lines)  used  in  a  PPC 

process  remain strongly capable to abate TCE. The 

TCE removal efficiencies of the PPC processes with 

Fe/KOMS-2 and KOMS-2 catalysts are not affected 

by  time  on  stream  indicating  an  excellent  catalyst 

stability.  When  using  the  Fe-K-OMS-2  as  catalyst, 

TCE abatement  slightly reduces by time on stream, 

however,  it  is  noteworthy  to  stress  that  still  a 

constant  abatement  of  83%  is  observed  during  at 

least 30 minutes.  

0

20

40

60

80

100

0

50

100

150

200

250

300

T

C

E 

A

b

at

eme

n

t 

(%)

Time on stream (min)

PPC-K-OMS-2

PPC-Fe/K-OMS-2

PPC-Fe-K-OMS-2

KOMS-2

Fe/KOMS-2

Fe-KOMS-2

 

Figure 1: The effect of time on stream on the performance 

of the catalyst alone (150

o

C) and PPC (150

o

C and energy 

density 60 J/L) towards TCE removal for 3 catalysts. 

3. Conclusion 

These results prove that the combination of NTP 

with  catalysts  not  only  increases  the  catalytic 

activity but also allows to avoid, to some extent, the 

poisoning of catalytic sites resulting in an enhanced 

catalyst stability. 

In order to better understand the different surface 

processes  occurring  in  the  course  of  the  total  TCE 

oxidation  in  PPC  experiments,  a  detailed  XPS  and 

ToF-SIMS study on the fresh and used catalysts is in 

progress.  

17 

133

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

 

 

Study of Turbulent Particle Transport in ETG Dominated Plasma of LVPD  

 

Prabhakar Srivastav

P

1

P

, Rameshwar Singh

P

1

P

, L. M. Awasthi

P

1

P

, A.K. Sanyasi

P

1

P,

 R. Singh

2

, and P K 

Kaw

1

  

 

P

1

P

 Institute for Plasma Research, Bhat, Gandhinagar, India-382428  

P

2

P

 

WCI Center for Fusion Theory, NFRI, Korea 

 

 

In present work we are studied plasma particle flux due to correlated fluctuation of  plasma density 

and  potential  fluctuation  in  the  background  of  target  plasma  of  Large  Volume  Plasma  Device 

(LVPD).  The  target  plasma  of    LVPD  have  been  characterized    as  ETG  dominated  region,  by 

introducing an Electron Energy Filter (EEF). Radial profiles of turbulent particle flux and density - 

potential cross phase  has been measured. It is observed that the net electrostatic flux  is negative 

and  is  directed  radially  inward.  Turbulent  particle  flux  is  predominantly  electrostatic    in  spite  of 

electromagnetic  nature of  excited  turbulence  .

 

. The experimental cross phase angle and flux has 

been  compared  radially  with  theoretical  counterparts  resulting  due  to  the  non-adiabatic  ion 

response  because  of  the  resonant  interaction  of  the  ions  with  the  ETG  mode,  agrees  well  within 

20%.