On phenomena in ionized gases

2. References 

[1]  S.D.  Baalrud,  N.  Hershkowitz,  B.  Longmier, 

Phys. Plasmas 14 (2007), 042109. 

[2] M.M. Hopkins, B.T. Yee, S.D. Baalrud, E.V. 

Barnat, Phys. Plasmas 23 (2016), 063519. 

[3] E.V. Barnat, G.R. Laity, S.D. Baalrud, Phys. 

Plasmas 21 (2014), 103512. 

[4]  B.T.  Yee,  B.  Scheiner,  S.D.  Baalrud,  E.V. 

Barnat,  M.M.  Hopkins,  Plasma  Sources  Sci. 

Technol. 26 (2017), 025009. 

[5]  B.  Scheiner,  S.D.  Baalrud,  B.T.  Yee,  M.M. 

Hopkins,  E.V.  Barnat,  Phys.  Plasmas  22  (2015), 

123520. 

3 

328

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

 

 

Porous nanostructure thin film titanium dioxide synthesized  

by atmospheric microwave plasma 

 

M. El Shaer

P

1

P

, H. H. Afifi

UP

2

P

, M. Mobasher

P

1

P

, M. Samir

P

1

, M. Habib

P

1

 

 

P

1

P

 PEARLZ (Plasma & Energy Applications Research Laboratory, Zagazig), Faculty of Engineering,  

Zagazig University, Zagazig,  Egypt 

P

2

P

 National Research Centre, Dokki, Cairo, Egypt 

 

In  certain  environmental  photocatalysis  applications,  we  use  preferably  photocatalytic material in 

form of thin film than in powder. Porous nanostructure thin film structure shows larger treatment 

area and immobilized nanoparticles. Porous nanostructure TiO

2

 is successfully synthesized as thin 

film  by  surface  wave  atmospheric  microwave  plasma  torch  in  continuous  mode  at  reasonable 

power.  Titanium tetraisopropoxide is used as a precursor and fed  into the system using a bubbler 

under  argon  flow  to  deposit  TiO

2

  thin  film  on  quartz  substrate.  Raman  spectra  confirm  the 

formation  of  anatase  phase  necessary  for  photocatalytic  activity.  UV  spectra  transmittance 

percentage  decrease,  by  discharge  time  increase,  indicates  appreciable  film  thickness  formation.

 

1. Introduction 

Titanium  dioxide  (TiO

2

)  thin  film  have  many 

applications  as  photocatalysis  and  dye-sensitized 

solar cells, [1]. Porous nanostructure TiO

2

 thin film 

may  be  very  interesting  in  many  environmental 

applications  especially  water  treatment  due  to  great 

surface area and immobilized nanoparticles.  

A  promising  technique  to  synthesize  thin  layer 

TiO

2

  is atmospheric microwave plasma torch driven 

by surface-wave.  

 

2. Experimental setup 

Plasma is generated by a waveguide atmospheric 

plasma  torch  driven  by  surface-wave  as  in  Fig.  1. 

The  source  consists  of  2.45  GHz  microwave 

generator for which incident and reflected power are 

optimized to couple 300 W in plasma.  

Titanium  Tetraisoproxide  (ACROS  Organics, 

+98%  purity)  is  nebulised  into  a  quartz  discharge 

tube 30 cm long and 8 mm inner diameter in which 

plasma is formed under argon gas flow. 

 

Fig. 1, Microwave plasma torch driven by surface wave 

 

3. Results 

For TiO

2

 thin film synthesized on a quartz plate, 

Raman spectrum is shown in Fig. 2. 

 

Fig. 2, Raman spectrum of anatase TiO

2

 thin film  

The bands shown at 143, 397, 452, 488, and 612 

cm

-1

  characterize  TiO

2

  anatase  phase  formation. 

UV-VIS  spectra  for  synthesized  TiO

2

  thin  films  on 

quartz substrate are measured taking air as reference 

at different deposition times. In Fig. 3, transmittance 

percentage  in  the  UV  spectrum  in  the  range  200  to 

400  nm,  decreases  as  deposition time increases due 

to larger film thickness formed on substrate. 

 

Fig. 3, UV-Vis transmission spectra for TiO

2

 thin film  

  

4. Conclusion 

Synthesis of thin film porous nanostructure TiO

2

 

of appreciable thickness is obtained by atmospheric 

microwave torch at moderate power. 

 

5. References 

[1]  Y.  Gazal,  C.  Dublanche-Tixier,  C.  Chazelas, 

M.  Colas,  P.  Carles,  P.  Tristant,  Thin  Solid  Films, 

600 (2016) 43–52 

Topic number: 14 

329

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

 

 

                       

Topic number 

 

  

On the electrical properties of the surface DBD and its effect on the 

resonant power source operation 

 

I. Moralev

1

, I. Selivonin

1,2 

 

1 

Joint institute for high temperature RAS, Moscow, Russia 

 

2

P

 

P 

National research university «MPEI», Moscow, Russia 

 

The  effect  of  the  discharge  on  the  resonant  voltage  source  was  studied  analytically.  The  discharge  was 

included  into  the  resonant  circuit  as  a  variable  capacitor  with  explicit  function  C

p

(t).  This  equation  was 

obtained prom charge-voltage cycle The analysis of the resulting linearized equation for voltage perturbation 

by  the  discharge  was  performed  by  expanding  the  C

p

(t)  function  into  Fourier  series  and  deriving  the 

appropriate  coefficients  for  the  harmonics  of  the  perturbation.  The  aforementioned  approach  led  to  the 

determination  of  the  mean  surface  charge,  voltage  decrease,  power  consumption,  voltage  nonlinearity, 

derived as combinations of Fourier coefficients of C(t) function. 

 

 

Dielectric 

barrier 

discharges 

in 

surface 

configuration  is  widely  used  in  a  number  of 

applications, from plasma chemistry to aerodynamics. 

The  key  characteristics  of  the  barrier  discharge, 

describing  both  dissipated  power  and  charge 

amplitude, is a charge-voltage cycle (CVC). The CVC 

for surface discharges was studied qualitatively in [1]. 

The main goal of this work is to built the quantitative 

physically reasonable model of the system discharge 

load-  power  source  The  work  summarizes  the 

measurements of the CVC shape for a wide range of 

parameters,  including  operation  voltage  properties 

and  electrode  material  and  provides  a  theoretical 

analysis of the interaction between the discharge load 

with the resonant output circuit of the power source.   

The CVC was measured for a sinuous voltage with 

various  amplitude  in  the  range  0.1-100  kHz,  for 

various  electrode  materials.  It  is  shown,  that  for  a 

sufficiently high voltage the shape of the CVC can be 

described as a piecewise function, including the two 

"silent "regions and two parabolic regions for forward 

and backward strokes (fig.1).   

The additional capacitance of the discharge can be 

modeled  as  C

p

(t)=dQ/dU  in  accordance  to  [1].For 

lower  voltage,  the  shape  of  the  CVC  in  a  backward 

stroke phase was shown to depend on the frequency of 

the supply voltage and the exposed electrode material.   

The effect of the discharge on the resonant voltage 

source  was  studied  analytically.  The  discharge  was 

included  into  the  resonant  circuit  as  a  variable 

capacitor with explicit function C

p

(t).  

 

    

 

 

Fig.1 Charge-voltage cycle for

 different supply voltages 

 

  

The analysis of the resulting linearized equation (1) 

for  voltage  perturbation  by  the  discharge  was 

performed  by  expanding  the  C

p

(t)  function  into 

Fourier  series  and  deriving  the  appropriate 

coefficients for the harmonics of the perturbation.  

The aforementioned approach led to the determination 

of the mean surface charge, voltage decrease, power 

consumption,  voltage  nonlinearity,  derived  as 

combinations of Fourier coefficients of C(t) function.

  

 

 

 

  

References  

[1]  J.  Kriegseis,  S.  Grundmann,  and  C.  Tropea,  J.  Appl. 

Phys., vol. 110, no. 1, p. 13305, 2011.

  

 

 

330

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

 

 

Simulations of dust charging and wake formation in magnetized plasmas 

 

W. J. Miloch

1

 

 

P

1

P

 Department of Physics, University of Oslo,  Box 1048 Blindern, N-0316 Oslo, Norway 

 

Dust  grains  in  plasmas  acquire  electric  charge  and  interact  with  each  other  via  screened  Coulomb 

(Yukawa) potentials. External magnetic field can influence the charging of dust grains and plasma in their 

vicinity. This can have implications for the structuring and dynamics of complex (dusty) plasmas.  This 

work presents results from numerical particle-in-cell (PIC) simulations of charging of a single dust grain 

in  magnetized  plasmas.  Different  strengths  of  magnetic  field  are  considered  for  both  stationary  and 

flowing  plasma  conditions.  Structural  properties  of  the  wake,  and  the  wake  effects  on  the  interaction 

between the dust grains are addressed. It is demonstrated that the wake size and the potential structures in 

the wake, and hence the electric fields, can be significantly affected by the magnetic field. 

 

1. Introduction 

Dust  grains  immersed  in  plasma  are  charged  by 

plasma  and  other  currents.  Studies  of  potential  and 

plasma  density  distributions  on  and  around  charged 

grains  in  flowing  plasmas  are  essential  for  the 

understanding  of  dynamics  of  complex  (dusty) 

plasmas  [1].  Plasma  flows  will  break  the  symmetry 

of charging and lead to formation of wake. This can 

influence interactions between grains and align them 

in the direction of the flow [1, 2].  

Another reason for the symmetry breaking in dust 

charging  is  the  magnetic  field  that  restricts  the 

dynamics  of  plasma.  It  has  been  demonstrated  in 

experiments  that  magnetic  field  can  significantly 

modify the nonreciprocal dust interactions [3].  The 

dynamics  of  systems  comprising  many  grains  can 

significantly  differ  from  the  unmagnetized  case  [4]. 

However,  charging  in  either  weakly  or  strongly 

magnetized plasmas is still not well understood. 

To  understand  interactions  between  many  grains 

in magnetized plasmas, it is crucial to understand the 

charging of a single grain and wake formation. This 

work presents first results from particle-in-cell (PIC) 

simulations of dust charging in magnetized plasmas.  

The study is carried out with the DiP3D code [2]. 

2. Results 

In the present simulations, the plasma parameters 

are typical for laboratory dusty plasma experiments, 

the  flow  is  supersonic,  and  the  magnetic  field  is 

considered  as  a  variable  parameter.  The  wake  size 

and  strength  can  be  significantly  affected  by  the 

magnetic field, see Figure 1. Strong magnetic fields 

diminish  ion  focusing,  and  the  corresponding 

potential  maxima  in  the  wake  become  smaller.  On 

the other hand the potential oscillations in the wake 

get  more  pronounced,  with  strong  negative  minima 

downstream  from  the  grain.  For  the  considered 

magnetic fields, the charge on the grains is only little 

affected and is similar to the unmagnetized case. The 

changes  in  the  potential  distribution  and  the 

topology of the wake due to external magnetic fields 

can  have  important  effects  on  the  interactions 

between grains and charging of downstream grains.  

 

 

Figure  1:  Potential  distribution  behind  dust  grains  in 

supersonic  plasma  flows  (1.2  Mach)  for  the  electron  to 

ion  temperature  ratio  T

e

/T

i

=100  and  magnetic  field 

aligned with the flow of B=5 Gs (a), and B=100 Gs (b). 

The  flow  is  in  the  positive  x-direction.  In  both  cases  the 

potential  on  the  grain  is  Φ≈-1.1e/kTe.  In  the  figure  only 

shallow potential variations are shown. 

3. References  

[1]  P. K. Shukla, A. A. Mamun, Introduction to 

Dusty Plasmas (IOP, Bristol, 2002).  

[2] W.J. Miloch, M. Kroll, D. Block Phys. Plas-

mas 17 103703 (2010). 

[3] J. Carstensen, F. Greiner, A. Piel, Phys. Rev. 

Lett. 109, 135001 (2012). 

[4] T. Ott, H. Löwen, M. Bonitz, Phys. Rev E 89, 

013105 (2014). 

Topic no. 12 

331

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

 

 

            Flame initiation in C

2

H

2

-air mixture in the cathode layer                   

of nanosecond SDBD                  

 

 

E.A. Filimonova, A.N. Bocharov

P

, V.A. Bityurin 

 

Joint Institute for High Temperatures of RAS, Moscow, Russia  

 

In  the  given  work  the  feasibility  of  hydrocarbon-air  mixture ignition by one nanosecond pulse  of 

the surface dielectric barrier discharge (SDBD) is considered. The goal of work was to define the 

conditions of a stoichiometric C

2

H

2

-air mixture ignition and the combustion wave formation before 

the cathode area is cooled by transferring the heat on the metal electrode and dissipation of it in the 

unperturbed  gas.  The  range  of  temperatures  (depend  on  specific  deposited  energy  values)  and 

active  species  concentrations  for  the  formation  of  combustion  wave  have  been  determined.  The 

important role of gas-dynamics is shown. 

 

1. Introduction and statements 

In  a  number of works  the  SDBD is suggested to 

use  as  an  initiator  of  combustion  in  an  internal 

combustion  engine. The ignition of fuel-air mixture 

in a single shot regime of SDBD and propagation of 

combustion  wave  is  demonstrated  in  experiments 

[1].  The  conclusion  about  ignition  of  mixture  close 

to high voltage electrode has been made on the basis 

of  2D  modelling  of  SDBD  and  estimations  of 

ignition  threshold  [1].  However,  it's  not  enough  to 

talk about the formation of combustion wave.  

The  present  work  is  devoted  to  the  study  of 

inflammability conditions and subsequent formation 

of combustion wave in C

2

H

2

-air mixture at P=1 bar 

and Т

0

 = 300 К in the near-cathode area of SDBD by 

one  nanosecond  pulse.  1D  numerical  modelling 

based  on  the  solving  of  Navie-Stocks  equations  for 

the  whole  mixture,  the  Poisson  equation  for  the 

electric  field  [2]  and  chemical  kinetics  [3]  was 

executed. The discharge was considered as a source 

of  active  particles  and  heating  of  the  mixture.  The 

specific  power  deposited  in  the  cathode  layer  with 

the width of Δx=0.01 mm was described as follows: 

 W(t)=E

0



/2



·sin(



t/2



)/Δx, 

where  E

0

  is  an  amplitude  of  deposited  energy  and 



=40  ns  is  the  pulse  duration  of  discharge.  At  the 

end of discharge pulse the concentration of O atoms 

resulting  from  dissociation  of  oxygen  by  electron 

impact and quenching of excited N

2

 was specified. 

 

2. Results of modelling 

 

The 

mixture 

ignition 

and 

formation 

of 

combustion  wave  depend  on  two  values:  a  specific 

energy  deposition  per  pulse  Q  and  an  initial 

concentration  of  O  atoms.  The  process  of  ignition 

(increasing  the  gas  temperature  at  t=30-40 



s)  and 

combustion 

wave 

formation 

(widening 

of 

temperature profile) is shown in figure. The map of 

formation/non-formation  of  combustion  wave  has 

been drawn in Q-[O]

0

 coordinates.

 

Only heating the 

cathode  layer  does  not  bring  to  inflammation.  The 

presence  of  O  atoms  is  necessary.  To  simulate  a 

flame initiation in the discharge systems with a high 

energy  release,  the  gas-dynamic  expansion  of  hot 

region and its cooling by heat transfer to the surface 

of  metallic  electrode  is  important  to  consider.  0-D 

approach may bring to an inaccurate result.  

It  was  found  that  combustion  is  passing  through 

the  conversion  of  fuel  to  CO  and  H

2

  which  burn 

down later with the production of CO

2

 and H

2

O. The 

NO  concentration  amounts  to  0.1-0.2%  behind  of 

front of combustion wave.  

  

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

400

800

1200

1600

2000

2400

45 mks

40 mks

30 mks

25 mks

20 mks

1 mks

T, K

X, mm

 

Fig. Formation of combustion wave at  Q=5.48 J/cm

3

 (1.4 

eV/molecule) and [O]

0

=11.7%. 

 

This  work  was  supported  by  LIA KaPPA-RFBR 

Grant No 17-53-16003-a (France- Russia).

  

3. References 

 [1]  E.M.  Anokhin,  D.N.  Kuzmenko  et  al.   

Plasma Sources Sci. Technol. 24 (2015) 045014.  

 [2]  V.A.  Bityurin,  A.N.  Bocharov,  Popov  N.A. 

AIAA 2007-0223 Paper (2007). 

[3]  E.A. Filimonova. J. Phys. D: Appl. Phys. 48 

(2015) 015201. 

17 

332

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

 

 

 A study of N

2

H

+

 dominated afterglow plasma using cavity ring-down 

spectroscopy  

 

P. Dohnal

P

1

P

, 

U

Á. Kálosi

UP

1

P

, Š. Roučka

P

1

P

, R. Plašil

1

, J. Glosík

1

  

 

P

1

P

 Department of Surface and Plasma Science, Faculty of Mathematics and Physics, Charles University in 

Prague, V Holešovičkách 2, 18000 Prague, Czech Republic  

 

The first results of experimental study on recombination of N

2

H

+

 ions with electrons are presented. 

A  stationary  afterglow  setup  equipped  with  cavity  ring-down  spectrometer  as  a  main  diagnostics 

tool  was  used  to  probe  the  time  evolutions  of  several  rotational  states  of  the  vibrational  ground 

state of N

2

H

+

 ion in discharge and afterglow plasma. A particular attention was given to ascertain 

that  kinetic  and  rotational  temperature  of  the  ions  in  afterglow  is  close  to  the  buffer  gas 

temperature. A possibility of helium or H

2

 assisted three body recombination channel was taken in 

to account during the data evaluation. The obtained results will be compared to experimental data 

from other groups and to the theoretical calculations.   

 

1. Introduction 

N

2

H

+

 was one of the first molecular ions detected 

in  interstellar  space  [1].  It  was  observed  towards 

cold  dark  clouds  and  protostellar  cores  and  can 

serve  as  a  probe  for  determination  of  physical 

conditions therein. Especially as a tracer for N

2

, that 

is difficult for direct astronomical observation [2]. 

The  recombination  of  N

2

H

+

  molecular  ions  with 

electrons  was  also  studied  by  many  groups  in 

different types of experiments [3,4,5]. These results 

differ by more than order of magnitude. 

 

2. Experiment 

 

Fig  1.  Stationary  afterglow  with  the  CRDS  absorption 

spectrometer: SA-CRDS (not to scale). In the middle part 

of  the  fused  silica  discharge  tube  a  discharge  is 

periodically ignited in the microwave resonator (MW, 2.5 

GHz, 4–15W). A gas mixture (H

2

/N

2

 in the figure) is used 

to  form  a  plasma  containing  the  desired  ionic 

composition.  The  discharge  tube  is  cooled  by  liquid 

nitrogen (LN

2

) or by precooled nitrogen vapours.  

 

A  stationary  afterglow  apparatus  equipped  with 

cavity  ring-down  spectrometer  (SA-CRDS,  for 

details  on  the  current  apparatus  and  diagnostic 

technique  see  reference  [6]  and  Fig.  1)  was 

employed  in  the  experiments.  The  N

2

H

+

  ions  were 

produced  in  a  pulsed  discharge  in  a  gas  mixture  of 

He/H

2

/N

2

 or H

2

/N

2

. We were able to follow the time 

evolutions of number densities of different quantum 

states  of  studied  ions  in  discharge  and  afterglow 

plasma.  The  kinetic  temperature  of  the  ions  was 

determined  from  the  Doppler  broadening  of  the 

absorption  lines  while  the  rotational  temperature 

was  calculated  from  the  relative  populations  of 

different states of particular ion.