On phenomena in ionized gases

3. Results: Different microstructures (array of spots, 

lines and a group of letters) have been created on 50 

nm  Cu  thin  film  using  18  –  30  keV  Ar,  Kr  and  Ne 

ion  beams.  For  Ar  ion  beams,  sputtering  yield  and 

milling  rate  are  calculated  at  normal  incident  and 

found  to  be  ~  8.8  atoms/ion  and  ~  0.65  µm

3

s

-1

nA

-1

 

respectively  which  are  higher  than  Ga

+

  focused  ion 

beams (30 keV/1pA) for which calculated values are 

~ 1.27 atoms/ion and ~ 0.09 µm

3

s

-1

nA

-1

. 

 

Next  for  further  reduction  of  beam  size, 

micro-glass  capillary  will  be  employed  after  PLE 

through  which  ion  beam  will  pass,  which  will 

provide  self-focusing  of  the  beam  without  reducing 

the  beam  current  [

2

,

3

].  For  this  first  ion  beam 

current  will  be  measured  by  varying  the  extraction 

voltage (V

1

) using only capillary after PLE and then 

spot size of beam coming out from capillary will be 

measured. 

Microstructures 

will 

be 

created 

employing  a  capillary  in  the  present  ion  beam 

system. 

4. References 

[1]  S.  Bhattacharjee  and  S.  Paul  Jpn.  J.  Appl. 

Phys. 54, 01AA06 (2015). 

[2]  S.  Paul,  A.  Jayakiran  and  S.  Bhattacharjee 

Appl. Phys. Lett. 101, 223508 (2012). 

[3] S. Paul and S. Bhattacharjee J. Phys. D: Appl. 

Phys. 48, 025204 (2015). 

18 

319

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

 

 

Spatial and temporal analysis of acetone decomposition and subsequent OH 

formation in nanosecond diffuse discharge  

 

K. Ouaras, L. Magne, P. Tardiveau, A. Brisset, S. Pasquier, P. Jeanney, B. Bournonville 

 

Laboratoire de Physique des Gaz et des Plasmas, CNRS, Paris-Saclay Université, 91400, Orsay, France 

 

Planar laser induced fluorescence is employed to determine both the acetone (C

3

H

6

O) and the OH 

radical  distribution  during  the  post-discharge  of  a  high  voltage  (85  kV),  pulsed  (10  Hz), 

nanosecond (10 ns), atmospheric pressure, centimeter gap (1.8 cm), diffuse pin-to-plane discharge 

operating  in  air  containing  different  acetone  concentrations  (2000,  5000  and  10000  ppm).  We 

determine both the spatial (in the whole interelectrode gap) and temporal (in post-discharge (t

pd

)) 

acetone  Destruction  and  Removal  Efficiency  fraction  DRE  and  the  OH  density  [OH].  We 

emphasize  both  the  largest  acetone  decomposition  (~60  %)  and  the  maximal  OH  density  (5.10

16 

cm

-3

) in the pin region for the highest acetone concentration value (10000 ppm). 

 

1. Introduction 

We investigated the spatial and temporal behavior of 

a  pollutant,  the  acetone  using  Planar  Induced  Laser 

Fluorescence  PLIF  technic.  Quantitative  values 

concerning  the  destruction  of  the  acetone  and  its 

conversion  into  OH  are  given.  These  spatial 

measurements are undertaken in a novel pin-to-plane 

discharge  operated  at  very  high  voltage  and  short 

pulses.  This  study  is  intended  to  provide  useful 

information  about  chemical  kinetic  in  atmospheric 

plasma  processes  dedicated  to  environmental 

remediation.  

 

2. Experimental 

The  pin-to-plane  discharge  set-up  [1]  consists  of  a 

pin  electrode  powered  by  a  nanosecond  (10  ns), 

pulsed  (10  Hz)  high  voltage  (85  kV)  power  supply 

and a grounded plane electrode which are separated 

by  18  mm  and  mounted  on  a  cylindrical  stainless 

steel  chamber  equipped  with  optical  windows  in 

order  to  achieve  PLIF  measurement.  The  acetone  is 

mixed  at  2000,  5000  and  10000  ppm  with  dry  air 

thanks  to  a  bubbler  system  and  the  total  gas  flow 

rate  is  set  to  1  L/min.  PLIF  experiments  were 

performed  in  temporal  post-discharge.  The  PLIF 

technic  and  the  absolute  calibration  for  OH  density 

determination  have  been  largely  described  in  the 

literature  [2]  and  will  be  not  detailed  here. 

Concerning the acetone processing, as the acetone is 

already  introduced  in  the  gas  mixture,  it  consists  of 

taking  the  LIF  image  without  and  with  plasma 

discharge.  The  subtraction  of  these  two  images 

divided  by  the  LIF  image  without  plasma  gives 

directly the quantitative DRE of acetone, 

      

 

 

 

    

  

 

 

 

  

  

  

 

 

 

  

  

 

 

 

  

 

 

(1)

 

where, [C

3

H

6

O]

0 

and [C

3

H

6

O] are the initial and the 

final concentration of acetone, respectively. 

 

3. Results: an overview 

The  Figure  1  gives  an  overview  of  the  spatial 

distribution  profile  in  the  interelectrode  gap  for  air 

plus  10000  ppm  of  acetone  mixture  at  85  kV  of  (a) 

the acetone DRE and (b) the OH radical density.

 

 

Figure 1. Spatial distribution of (a) DRE of acetone at 

t

pd

= 200 µs and (b) OH density at t

pd

= 0.5 µs.   

3. References 

 [1]  P  Tardiveau  et  al  2016  Plasma  Sources  Sci. 

Technol. 25 054005

 

 

[2]

 

T  Verreycken  et  al  2013  J.  Phys.  D:  Appl. 

Phys. 46 464004

 

320

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

 

 

The influence of strong magnetic field on the plasma transport* 

 

Chao Dong, Wenlu Zhang, and Ding Li

†

 

 

P

Institute of Physics, Chinese Academy of Science, Beijing 100190, China

 

P

 

 

The  full  magnetized  Fokker-Planck  equation  is  derived  through  the  transform  method.  The 

Fokker-Planck coefficients including the magnetic field are calculated by using the binary collision 

model.  The  magnetized  Landau  collision  term  is  obtained.  The  influence  of  magnetic  field  on 

temperature relaxation has been extensively studied. It is shown that the strong magnetic field may 

greatly  affect  the  electron  anisotropic  temperature  relaxation,  and  electron-ion  temperature 

relaxation in the tokamak edge plasma. 

 

1. Introduction 

In many celestial and terrestrial environments, the 

particles’  gyro-radii  are  smaller  than  the  Debye 

length.    For  example,  in  tokamak,  the  ratio  of  the 

thermal gyro-radius to the Debye length for electron 

could be much smaller than one for the plasma. The 

magnetic  field  affects  the  collision  dynamics  and 

associated  transport  phenomena  such  as  velocity 

slowing  down,  temperature  relaxation,  diffusion, 

thermal transport etc. It was found that the cross field 

heat transport can occur even without mass transport 

when the magnetic field is very strong. [1] 

2. Resulting magnetized Fokker-Planck equation 

The Fokker-Planck equation in the presence of a 

uniform  magnetic  field  is  derived  through  the 

transform method as follows:  

 

where  the  Fokker-Planck  coefficients   

〈

∆

〉

 and 

〈

∆ ∆

〉

 are  calculated  based  within  the  binary 

collision model and the magnetized Landau equation 

is obtained: 

 

The above kinetic equation is shown to be identical to 

the result obtained from the BBGKY approach when 

the  collective  effects  are  neglected  and  satisfy  the 

conservation of particles, momentum, and energy. [2] 

3. Study of plasma transport essential processes 

The strong magnetic field may greatly affect the 

transport  essential  processes  in  the  plasma.  It  is 

shown  that  the  electron-electron  (e-e)  and  ion-ion 

temperature  relaxation  rates  first  increase  and  then 

decrease as the magnetic field grows, and the doubly 

logarithmic  term  contained  in  the  electron-ion  (e-i) 

temperature relaxation rate. [3] It is found that when 

the  electron  thermal  gyro-radius  is  smaller  than  the 

Debye  length,  Debye  length  is  replaced  by  the 

electron  thermal  gyro-radius  in  the  Coulomb 

logarithm  in  the  electron  anisotropic  temperature 

relaxation rate due to e-e collisions and e-i collisions. 

The e-i temperature relaxation rate contains a doubly 

logarithmic term arising from the exchange between 

the electron parallel and the ion perpendicular kinetic 

energies: [4] 

  

For 

10

19

3

, 

3.5T , 

/

3672 , 

2 , and lnΛ

15, we have 

lnΛ /lnΛ

1.37. 

The other transport processes such as the velocity 

slowing down, diffusion, thermal conductivity and so 

on are being studied.  

4. References 

[1]  M.  Psimopoulos,  D.  Li,  Royal  Soc. Lond.  A 

437, 55 - 65 (1992). 

[2] Chao Dong, Wenlu Zhang, and Ding Li, Phys. 

Plasmas 23 (8), 082105, 2016. 

[3] Dong, Chao; Ren, Haijun; Cai, Huishan; and 

Li, Ding, Phys. Plasmas, 20 (10), 102518, 2013. 

[4]  Chao  Dong,  Haijun  Ren,  Huishan  Cai,  and 

Ding Li, Phys. Plasmas, 20 (3), 032512, 2013. 

 

†

   Email：[e-mail] 

*  Supported  by  National  Special  Research 

Program  of  China  For  ITER  and  National  Natural 

Science Foundation of China. 

2）

321

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

 

 

Numerical modelling of stable glow corona discharges by means of 

stationary solvers of COMSOL Multiphysics 

 

P. G. C. Almeida

P

, N. G. C. Ferreira

P

, and M. S. Benilov

P

 

 

P

Departamento de Física, FCE, Universidade da Madeira, Largo do Município, 9000 Funchal, Portugal 

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

P

 

 

The use of stationary solvers for numerical simulations of DC gas discharges carries a number of 

advantages.  This  work  describes  modelling  of  stable  glow  corona  discharges  by  means  of 

stationary solvers of COMSOL Multiphysics. As an example, results are shown of calculation of a 

positive corona in a point-to-plane configuration. 

 

1. Introduction 

The  physics  of  glow  (stationary)  corona 

discharges has been understood reasonably well and 

a  number  of  useful  theoretical  results,  including 

analytical  ones,  have  been  obtained  under  various 

approximations.  It  is  desirable  to  have  also  a  fast 

and  robust  method  of  numerical  modelling,  which 

could  be  applied  to  a  wide  range  of  conditions.  A 

standard approach relies on time-dependent solvers; 

e.g., [1,2]. Advantages offered by stationary solvers 

in simulations of DC discharges are demonstrated in 

[3]. 

In 

particular, 

stationary 

solvers 

allow 

computation of discharge modes in the whole range 

of  their  existence,  thus  decoupling  physical  and 

numerical  stability,  and  are  not  subject  to  the 

Courant–Friedrichs–Lewy 

condition 

and 

the 

corresponding limitations on the mesh element size. 

 

2. The approach 

As  far  as  COMSOL  Multiphysics  is  concerned, 

models  of  DC  non-thermal  discharges  where  no 

insulators  are  present  can  be  implemented  by  using 

the  so-called  general  or  coefficient  form  or  by 

means of using the Transport of diluted species and 

Electrostatics  modules.  The  only  way  to  accurately 

implement  boundary  conditions  on  the  insulator  is 

by  means  of  the  Plasma  module,  which  has 

appropriate 

internal 

variables. 

However, 

a 

straightforward  application  of  the  Plasma  module 

does not allow working with stationary solvers. The 

latter  can  be  overcome  by  building  a  replica  of  the 

Plasma  module  in  the  weak  form  formulation  [3]. 

This  approach  allows  one  to  introduce  also  other 

relevant  modifications,  in  particular,  to  allow  the 

user  to  set  diffusion  coefficients  of  the  ions. 

However,  one  loses  access  to  the  internal  variables 

of the Plasma module while using this approach. 

In  this  work,  the  use  of  stationary  solvers  with 

the  Plasma  module  was  made  possible  by, 

paradoxically,  setting  equation  form  as  time-

dependent 

and 

manually 

controlling 

which 

dependent  variables  are  solved  for.  The  above-

mentioned  modifications  were  introduced  in  the 

Plasma  module  by  editing  weak  expressions  and 

contributions. 

As an example, inception voltages, U

i

, and values 

of the ionization integral, K, computed for the point-

to-plane discharge configuration with 1 cm gap [4], 

are given in Table 1. Also shown are data computed 

without  photoionization, 

U

i

(γ)

  and 

K

(γ)

, and the value 

of ln(1+γ

⁻¹).  

 

Table 1: Inception voltages and ionization integral. 

γ 

U

i

 (kV) 

K 

U

i

(γ)

 (kV) 

K

(γ)

 

ln(1+γ

⁻¹) 

0 

12.76 

9.58 

- 

- 

- 

10

-4

 

12.74 

9.54 

14.41 

12.85 

9.23 

10

-3

 

12.59 

9.25 

13.29 

10.58 

6.91 

10

-2

 

11.91 

8.01 

12.08 

8.31 

4.62 

10

-1

 

10.72 

6.03 

10.76 

6.09 

2.40 

 

One  can  see  that  K

(γ)

>ln(1+γ

⁻¹);  in  other  words, 

the  Townsend breakdown condition does not apply. 

As  γ  increases,  a  transition  from  corona  to 

Townsend  discharge  occurs  as  the  role  of 

dominating 

secondary 

electron 

production 

mechanism  passes  from  the  secondary  electron 

emission to photoionization.  

 

3. Acknowledgements 

The  work  was  supported  by  FCT  of  Portugal 

through the project Pest-OE/UID/FIS/50010/2013. 

 

4. References 

[1]  P.  Dordizadeh  et.  al.,  Plasma  Sources  Sci. 

Technol. 25 (2016) 065009. 

[2]  L.  Liu  and  M.  Becerra,  J.  Phys.  D:  Appl. 

Phys. 49 (2016) 225202; 50 (2017) 105204. 

[3]  P.  G.  C.  Almeida  et.  al.,  Plasma  Process 

Polym, DOI: 10.1002/ppap.201600122 (2017). 

[4]  A.  A.  Kulikovsky,  Phys.  Rev.  E

 

57  (1998) 

7066. 

Topic 10 

322

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

 

 

??????×??????-probe modeling for diagnostics of Plasma Propulsion Thruster 

 

Timofey Chernyshev

P

1

P

, 

U

 Dariya Krivoruchko

UP

2

P

, Alexander Skrylev

P

2

 

 

P

1

P

 Joint Institute for High Temperatures of the Russian Academy of Sciences 

P

2

P

 Moscow Institute of Physics and Technology 

 

Plasma  propulsion  thrusters  (PPT)  are  actively  used  in  space.  However  presence  of  multiply 

charged  ions  (MCI)  at  PPT  plume  adversely  affects  main  thruster  parameters:  thrust,  mass 

utilization  and  lifetime.  One  of  the  instruments  to  measure  MCI  population  is 

??????×??????-probe  [1]. 

Analyzing  probe  spectrum  we  assess  MCI  concentration  and  its  velocity  (or  energy)  distribution 

function (IVDF/IEDF). This diagnostic has been used on different PPT [2]. However for sources 

with  a  wide  spread  of  ions  velocity  (in  particular  HT),  it  is  a  hard  to  predict  probe’s  parameters 

needed to resolve peaks for particles with different charges. In this work we present a model of the 

probe that has been created to predict probe transfer functions and methods for peak separation. 

 

1. Introduction & theory 

The  interpretation  of  experimental  data  made 

with help of integral methods introduces inaccuracy 

and does not allow us to recover original IDVF due 

to  asymmetrical  broadening  of  the  spectrum  that 

depends  on  main  particle  velocity  and  blending  of 

current  peaks  related  to  different  ion species.  In  the 

work [3] the Fredholm equation for energy spectrum 

was  used  for  data  analysis  to  recover  initial 

parameters of plasma with needed accuracy. Authors 

used  Gaussian  fitting  for  the  raw  signal  for  peak 

resolution  problem.  In  the  present  work  introduced 

the methods to determine 

??????×??????-probe 's parameters. 

For  this  reason  we  made  a  program  module  that 

allows  to  calculate  needed  parameters  of  the  probe 

and to decode measured spectrum. 

Let's  define  initial 

??????-charged  ion  velocity 

distribution  in  probe’s  axis  direction  as 

??????(??????)  and 

filtration speed as 

?????? = ??????/?????? where ?????? – electric field 

and 

??????  –  magnetic field. The  probe  cuts  out  a  small 

part  of  the  initial  distribution  function 

??????(??????) →

??????(??????, ??????).  We  can  declare    the  probe's  transfer 

function  as 

??????(??????, ??????) = ??????(??????, ??????)/??????(??????).  The  probe 

resolution 

??????  is  determined  by  the  speeds  where 

??????(??????, ??????)  becomes  zero.  The  ion  current  to  the 

collector  surface  is  defined  from  Fredholm  integral 

equation  as 

?????? = ????????????  with  kernel  ?????? = ?????? ⋅ ????????????(??????, ??????). 

The kernel of this equation can be obtained from the 

probe  model.  Then  IVDF  can  be  reconstructed  by 

solving  inverse  problem  with  help  of  regularization 

methods. 

2. Results & conclusions 

The numerical and analytical probe models were 

created to predict transfer functions, probe resolution 

and  IVDF.  These  models  show  that  probe’s 

resolution  (in  velocity  units)  depend  on 

??????

2

/??????

3

 

multiplied  by  geometric  constant.  In  other  words 

common integral interpretation of IVDF is incorrect  

for    high-speed  particle  fractions.  The  calculated 

ions

 

transfer functions dependence on energy shown 

in fig.1. Modeled broad signal demonstrated in fig.2.  

 

Fig.1. Transfer functions for single charged ions. 

 

Fig 2. Simulated 

??????×??????-signal for defined IEDF. 

Also, the

 

probe modification was suggested to better 

peaks separation. The modeling results are in a good 

agreement with available experiments data.    

3. References 

 [1]  Sang-Wook  Kim.  Experimental  investiga-

tions  of  plasma  parameters  and  species  dependent 

ion energy distribution in the plasma exhaust plume 

of  a  hall  thruster.  PhD  thesis.  University  of 

Michigan, 2001. 

[2]  Wensheng  Huang  et  al.  Farfield  Plume 

Measurement and Analysis on the NASA-300M and 

NASA-300MS. Tech. rep. NASA, 2013. 

[3]  Youbong  Lim  et  al.  Observation  of  a  high-

energy  tail  in  ion  energy  distribution  in  the 

cylindrical Hall thruster plasma. Physics of Plasmas 

21.10 (2014), p. 103502. 

Topic number 5 

323

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

 

 

Characterization of a ferro-electric packed bed plasma reactor 

 

A.M. Montoro-Damas

2

, A. Gómez-Ramírez

P

1, 2

P

, V. Rico

2

, A. R. González-Elípe

1

, J. Cotrino

1, 2

 

 

P

1

P  

Departamento de Física Atómica, Molecular y Nuclear, Universidad de Sevilla,  

Avda. Reina Mercedes, 42022 Sevilla, Spain.  

P

2

P

 Laboratory of Nanotechnology on Surfaces, Instituto de Ciencia de los Materiales de Sevilla  

(CSIC-Universidad de Sevilla), Sevilla, Spain 

 

The influence of diverse experimental parameters on characteristics of ferro-electric packed-bed plasma reactor 

used for hydrogen generation was investigated experimentally. The plasma reactor consisted in two parallel 

circular metal electrodes (Aluminum), and spherical shaped ferro-electric pellets packed in the discharge area. 

Barium Titanate (BaTiO

3

)  and (Lead Zirconate Titanate, Pb[Zr

x

Ti

1-x

]O

3

 (0 ≤ x ≤ 1)) PZT was used as ferro-

electric materials. Sinusoidal high voltage up to a maximum of 2.5 kV was applied to the upper electrode with a 

frequency range between 50Hz and 10kHz. The determination of electrical parameters (such as instantaneous 

power, transferred charge, breakdown voltage, electron density and capacitance properties) was carried out in 

different reactor configurations.