On phenomena in ionized gases

P [W]

N

O

, N

O

2 

[ppm

]

dry air, NO

dry air, NO2

water spray, NO

water spray, NO2

 

Fig.  1:  NO  and  NO

2

  generation  in  TS  in  dry  air  vs.  air 

with water electrospray for increasing dicsharge power. 

 

3. Summary  

TS in atmospheric air provided high production rates 

of NO

x

. With sprayed water, gaseous NO

x

 formation 

was lowered but induced chemical changes in water 

make it of biomedical importance. 

 

3. References 

[1]  M.  Janda,  V.  Martišovitš,  L.  Dvonč,  et  al., 

Plasma Sources Sci. Technol., 23, 065016 (2014). 

[2]    Z.  Machala,  B.  Tarabová,  K.  Hensel,  et  al., 

Plasma Process. Polym., 10, 649 (2013). 

[3]    M.  Janda,  V.  Martišovitš,  K.  Hensel,  Z. 

Machala,  Plasma Chem. Plasma Process.  36,  767 

(2016)  

 

This work was supported by Slovak Research and 

Development Agency APVV-0134-12 and Slovak 

grant agency VEGA 1/0918/15. 

17 

372

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

 

 

 

 

 

 

Method of pulsed DC bias for negative-ion production study on surfaces of 

insulating materials in low pressure H2 plasmas 

 

R. Moussaoui

1

, D. Kogut

1

, J.M Layet

1

, J. Achard

2

, A. Gicquel

2

, G. Cartry

1

  

1Aix Marseille Université, CNRS, PIIM, UMR 7345, Marseille, France 

2 LSPM, CNRS-UPR 3407 Université Paris 13, 99 Avenue J. B. Clément, F-93430 Villetaneuse 

 

We  present  a  study  of  negative  ion  surface  production

 

in  hydrogen  and  deuterium  low-pressure 

plasmas.  A  sample  facing  a  mass  spectrometer  is  negatively  DC  biased  with  respect  to  the  plasma 

potential. Upon the positive ion bombardment some negative ions are formed on the surface and are 

accelerated towards the mass  spectrometer where they are detected according to their energy. In the 

present contribution, a DC  pulsed bias  technique is  introduced  to enable the study of negative ion 

surface production on insulating samples. 

 

1.

 

Introduction 

Negative-ions (NI) production mechanisms in low-

pressure  plasmas  is  of  interest  for  many  plasma 

applications 

such 

as 

microelectronics, 

space 

propulsion,  magnetically  confined  fusion…  In  the 

latter  intense  hydrogen  negative-ion  beams  are 

extracted from a low-pressure hydrogen plasma source 

and  accelerated  to  high  energy.  They  are  then 

neutralized and injected inside the fusion plasma where 

they deposit their energy and contribute to the plasma 

heating.  Next  generation  fusion  devices  requires  high 

intensity  (40  A)  negative-ion  beams  which  pushes 

towards  the  development  of  efficient  negative-ion 

sources.  Volume  production  of  negative-ions  by 

dissociative attachment of electrons on molecules is not 

efficient  enough  and  these  sources  rely  on  surface 

production. In the present study we investigate surface 

production of negative ions on diamond materials.  

 

2.

 

Experimental set-up and results 

2.1.

 

Experimental set-up 

A  sample  is  introduced  in  a  low-pressure  (2  Pa) 

hydrogen  plasma  and  negatively  biased  (using  DC 

bias)  with  respect  to  the  plasma  potential.  The 

negative- ions  formed  on  the  surface  upon  positive 

ion  bombardment  are  accelerated  by  the  sheath  in 

front of the sample and then self-extracted  towards  a 

mass  spectrometer facing the sample at a distance of 4 

cm.  Negative  ions  are  detected  according  to  their 

energy  and  mass,  and 

Negative-Ion 

Energy 

Distribution  Function  (NIEDF)  is  measured.  This 

experimental  method  proved  to  be  efficient  for  the 

study  of  negative  ions  production  on  different 

materials.  In  particular  we  have  shown  that  boron 

doped  diamond  is  producing  high  yield  of  negative-

ions [1] compared to metals such as stainless steel or 

molybdenum.  In  order  to  extent  this  method  to 

insulating  materials  that  cannot  be  DC  biased  we 

developed a pulsed DC bias method and applied it to 

the study of non-doped diamond samples. 

When an insulating sample is DC biased it acts as a 

capacitor. The DC bias initially appears on the sample 

surface. Positive ions are therefore attracted towards the 

sample and the capacitor is charged by the positive ion 

saturation current. The rate of change of the surface bias 

is  given  by  the  ratio  of  the  ion  saturation  current  over 

the  sample  capacitance  (dV/dt  =  I

i

/C).  For  a  few  µm 

thick diamond layer the capacitance of a 1 cm

2

 sample 

is  on  the  order  of  1  nF.  The  ion  saturation  current  is 

below 100 µA/cm2 in our experiment giving a surface 

bias rate of change on the order of 0.1 V/µs. As the time 

resolution  of  the  mass  spectrometer  is  2  µs, 

measurements can be performed on diamond samples at 

an almost constant surface bias. We show that with this 

method  it  is  possible  to  measure  energy  distribution 

functions  of  negative  ions  created  on  insulating 

materials.  

 

2.2.

 

Result 

NIEDF  measurements  are  synchronized  with  the 

pulsed  DC  bias.  The  surface  bias  rate  of  change  is 

determined experimentally based on the energy of the 

negative  ions  detected.  The  sample  current  is 

measured  by  a  microamperemeter.  A  model  is 

developed  to  better  understand  the  charge  of  the 

sample  by  the  positive  ions  during  the  pulse  ON 

phase,  and  the  unload  of  the  sample  by  electrons  in 

the pulse  OFF  phase.  The  model is compared to the 

time  resolved  measurements  of  sample  bias  and 

current.  

The effect of pulse frequency and pulse duty cycle 

on the negative-ion surface production is studied. It is 

shown  that  a  low  duty  cycle  (10  %)  at  a  frequency 

around  1  kHz  allows  for  efficient  negative-ion 

production  and  detection.  Surprisingly,  negative-ion 

surface production on boron-doped diamond is much 

higher  in  pulsed  mode  than  in  continuous  mode. 

Production  on  non-doped  diamond  is  as  high  as  the 

one on boron doped diamond. This effect is attributed 

to a less defective diamond surface in pulsed mode.  

 

3. References 

[1]  Kumar  et  al  Journal  of  Physics  D:  Applied 

Physics 44, nᵒ 37 372002 

Topic 8 

 

373

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

 

 

TiC nanopowder plasma-chemical synthesis with titanium tetrachloride 

raw material in the DC plasma-arc reactor 

 

A.V.Samokhin, D.E.Kirpichev, M.A.Sinaiskiy, N.V.Alexeev 

 

A.A.Baikov Institute of metallurgy and material science, Moscow, Leninskiy av., 49 

 

 

The  possibility  of  TiC  nanopowder  plasma-chemical  synthesis

 

in  the  DC  plasma-arc  reactor  is 

shown.  The  dependence  of  the  molar  ratio  C/Ti  in  the  raw  material  in  the  range  0.7  –  2.1  and 

carbon  concentration  in  the  TiC  product  is  investigated.  Carbon  concentration  in  the  TiC 

nanopowder grows with increase of molar ratio C/Ti in the raw materials. TiC nanopowder with 

stoichiometric composition was produced at molar ratio C/Ti = 1.4. It was determined that molar 

ratio  C/Ti  in  raw  material  more  over  1.5  leads  to  free  carbon  formation  in  the  TiC  nanopowder 

product.   Chlorine concentration decrease in the TiC nanopowder product with molar ratio C/Ti 

increase in the raw materials is shown. 

 

1. Introduction 

Powder  materials  are  claimed  of  many  industry 

areas.  Productions  of  wear-  and  corrosion-resistant 

hard alloys, deposition of coatings are some of them. 

Nanosized  powders  allow  improve  final  product 

properties.  Plasma  chemical  DC-arc  processes  are 

allocated  with  high  efficiency;  these  processes have 

potential 

to 

regulate 

produced 

powders 

characteristics  in  the  wide  range.  The  TiC 

nanopowder  synthesis  in  the  DC  plasma-arc  reactor 

is presented. 

 

2. Experimental setup 

DC  plasma-arc  reactor  is  experimental  setup  on 

the base of DC electro-arc thermal plasma generator 

with  power  rating  25  kW.  The  hydrocarbon  and 

chloride mixture are feeded with piston dispenser to 

vaporizer.  Resulting vapour is feeded with transport 

gas  to  plasma  jet  through  mixing  chamber. 

Condensed reaction product deposited on the reactor 

water  cooled  walls  and  filter.  Contained  in  exhaust 

gas  chlorine  was  trapped  with  alkaline  solution 

scrubber. 

Experiment 

parameters 

of 

TiC 

nanopowder  production  in  thermal  plasma  flow  are 

presented in the table 1. 

 

Table 2. Plasma process parameters ranges 

№ 

Parameter 

Range 

1 

Plasmatron useful 

power 

4.8 – 9.3 kW 

2 

Plasma forming gas 

H

2

 + Ar 

3 

Total plasma forming 

gases consumption  

1.4 – 2.5 n.m

3

/h 

4 

Plasma jet useful 

enthalpy  

1. 6 – 5.9 

kWh/n.m

3

 

5 

TiCl

4

 consumption 

0.2 kg/h 

6 

CH

4

 consumption 

0.02 – 0.2 n.m

3

/h 

7 

Molar ratio C/Ti 

0.7 – 2.2 

3. Results and discussion 

It  is  experimentally  established  that  TiC 

nanopowders  are  formed  at  interaction  of  TiCl

4

  + 

CH

4

 vapor mixture with hydrogen-argon plasma jet. 

Produced  TiC  nanopowder  have  a  single  phase  and 

cubic  NaCl  type  crystal  latice.  It  consists  of 

nanosized  cubic  shape  particles  with  10-80  nm  size 

and aggregates on its base (fig.1).  

 

Figure 1. X-ray and SEM results for TiC nanopowders  

 

Output of TiC depended on molar ratio C/Ti. Increase 

of  molar  ratio  C/Ti  from  0.7  to  2.1  leads  to  increase  of 

TiC  output  from  60%  to  90%.  Carbon  concentration  in 

the  TiC  nanopowder  increases  with  molar  ratio  C/Ti 

increase.  Stoichiometric  carbon  concentration  in  the 

product is reached when C/Ti=1.4. Significant quantity of 

carbon in the process is in the gaseous phase as a part of 

methane  and  its  pyrolysis  products.  Molar  ratio  C/Ti 

strong  influences  on  chlorine  concentration  in  the 

product. Inrease of C/Ti from 0.7 to 0.9 leads to decrease 

chlorine concentration from 1.6 to 0.4. 

 

This  research  was  conducted  with  support  of  the 

Russian  Ministry  of  Education  and  Science  (Federal 

Target  Program  «Research  and  development  on  priority 

directions  of  scientific-technological  complex  of  Russia 

for  2014  -  2020  years»,  project  «Development  of  the 

principles of the weld metal modification of welded joints 

of  low-carbon,  low  alloy  steels  due  to  the  use  of  nano-

sized  particles»,  agreement  №  14.578.21.0216,  unique 

code RFMEFI57816X0216). 

14 

374

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

 

 

The temperature of leucoxene melted zone under DC plasma arc anode spot 

 

A.A.Nikolaev, D.E.Kirpichev, A.V.Nikolaev, Yu.V.Tsvetkov 

 

A.A.Baikov Institute of metallurgy and material science, Moscow, Leninskiy av., 49

 

 

    Leucoxene  concentrate  is  a  perspective  titanium  source.  Leucoxene  concentrate  consists  of 

TiO

2

 and SiO

2

 with similar mass quantities.  Plasma-arc heating of concentrate with carbon allows 

to separate titanium from silicon.  The reaction SiO

2

 + C = SiO + CO takes place and volatile SiO 

evaporates.  Experimental  results  of  DC  plasma  arc  melting  of  leucoxene  concentrate  in  graphite 

and  copper  water-cooled  crucibles  are  compared.  It  was  established  that  melting  in  the  graphite 

crucible leads the less overheat of leucoxene pool under the anode spot of DC plasma arc then in 

the copper water-cooled crucible. The calculation method of the temperature field of melting pool 

is considered. 

 

1. Introduction 

Copper  water-cooled  crucible

 

and  graphite 

crucible were used [1]. The enrichment of TiO

2

 was 

worse  in  graphite  crucible  then  in  cooper  water-

cooled.  The  both  crucibles  had  a  similar  geometry 

and  arc  power.  The  anode  spot  in  graphite  crucible 

was  disperse  (≈  10  A/cm

2

)

 

and  the  anode  spot  in 

copper crucible was constricted (≈ 100 A/cm

2

). Thus 

the  material  was  not  overheated  enough  in  the 

graphite  crucible.  The  purpose  of  this  work  was  to 

calculate  the  temperature  field  of  the  pool  surface 

under the anode spot in both cases.  

2. Calculation model 

The calculation model is presented on fig.1.  

 

Figure 1. 

Calculation model scheme. 

1 – electrode (graphite hollow cathode); 2 – melted pool 

(anode); Q = Q

a

 - Q

r

 – heat flow into melted pool; Q

a

 – 

heat transfer via electrical physical processes in anode 

spot of DC plasma arc; Q

r

 – heat radiation of melted 

surface. 

The quantity of Q

a

 was determined experimentaly 

on cold anode. It equaled approximately 50 % from 

arc power [2].  

The quantity of Q

r

 was detemined as: 

































)

2

r

rs

1

r

(

T

5

,

0

dr

))

r

(

T

(

r

dr

))

r

(

T

(

r

2

Q

2

2

2

4

k

1

r

0

rs

2

r

4

4

r

 

here r

s

 – pool radius; r

1

, r

2

 – inside and outside radiuses of 

non-radiated  area  under  hot  hollow  cathode;  T

s

  – 

periphery temperature of melted pool; T(r) – temperature 

of the pool surface in dependance of radius.

 

The  temperature  field  of  the  pool  surface  is 

calculated as: 





s

s

o

T

)

r

(

)

r

(

r

Q

282

,

0

)

r

(

T













, 

 

(1) 

here  r

o

  –  plasma  arc  anode  spot  radius;  λ–  thermal 

conductivity 

of 

the 

material; 









































2

o

2

o

2

o

2

r

2

r

I

r

2

r

exp

)

r

(

,  Io  –  Bessel's  function  of 

imaginary argument. 

Calculation results are presented in the figure 2. 

 

Figure 2. Calculated temperature field of the pool 

surface. r – radial distance from the center; 1 – copper 

crucible; 2 – graphite crucible; T

o

 – anode spot edge 

isotherm; r

o

(1), r

o

(2) – anode spot radiuses in cupper and 

graphite crucibles. 

3. Conclusions 

     The temperature of melted zone under DC plasma 

arc anode spot is less in hot (graphite) crucible than 

in cold copper crucible due to less current density. 

4. References 

[1]

 A. A. Nikolaev, D. E. Kirpichev, A. V. Samokhin, 

A. V. Nikolaev.

 Russian Metallurgy (Metally), Vol. 2016, 

No. 12, pp. 40–43.  

[2] Erohin A.A. Plazmenno-dugovaia plavka metallov 

i  splavov  [Plasma-arc  melting  of  metals  and  alloys]. 

Moscow, Nauka, 1975, 188 p. (In Russ.).

 

14 

375

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

 

 

Model and Simulation

 

of the formation of cathode spot in vacuum arc 

 

Lijun Wang

P

, 

U

 Xiao Zhang, Shenli Jia  

 

P

1

P

 

State Key Laboratory of Electrical Insulation and Power Equipment, Xi’an Jiaotong University, 

Xi’an, 710049, China 

P

 

 

Abstract:  A  2D  axisymmetric  swirl  hydrodynamic  model  has  been  developed  to  describe  the 

formation of cathode spot in vacuum arc. The model includes hydrodynamic equations and thermal 

conductivity equation which considers surface evaporation and Joule heating. In this model, cathode 

spot maintains 30μs and during this time, all parameters are fixed. The simulation results show that 

when  the  energy  flux  density  coming  from  the  interacting  between  arc  plasma  and  cathode  is 

1.5~3*10

12

W/m

2

 and current is 3~6A, the crater diameter is 3~7μm, the crater depth is 1.5~2.5μm 

and the maximum temperature is 2500~5500K. Besides, in the chromium cathode, the temperature is 

higher but the molten metal is less because of the lower specific heat and higher melting point. 

 

1. INTRODUCTION 

Kesave

[1]

 has shown that vacuum arc in cathode 

consists  of  independent  cathode  spots.  During  the 

whole  lifetime,  cathode  spots  kept  moving.  The 

cellular structure and moving track of a cathode spot 

have been observed in experiment 

[2]

. Based on these 

observations, the ecton mechanism was proposed 

[3]

. 

According to the experimental  results,  ecton  model 

assumed the size of cathode spot was several microns 

and the lifetime was several tens of nanoseconds. Old 

cathode  spots  extinguished  at  the  edge  of  contact 

while new cathode spots appeared in the center of the 

cathode contact. The beginning of a cathode spot was 

a  micro  explosion  which  resulted  in  the  initial 

electron emission 

[4]

.  

Energy  flux  density  coming  from 

interacting 

between arc plasma and cathode 

and Joule heat injected 

energy to cathode contact. Surface evaporation took 

away  a  part  of  energy  and  the  left  energy  heated 

cathode material, the temperature could reach several 

thousand  degrees.  At  such  a  high  temperature, 

whether  copper  or  chromium,  the  cathode  material 

was  melting.  And  the  pressure  caused  by  cathode 

plasma  extruded  the  melting  material  leaving  the 

center of cathode spot, splashing away and becoming 

droplets, finally, cathode micro jet appeared 

[5]

.  

To  simulate  this  process,  in  this  paper, 

A  2D 

axisymmetric  swirl  hydrodynamic  model  has  been 

developed,  hydrodynamic  equations  and  thermal 

conductivity  equation  are  necessary,  and  the 

parameters  are obtained by fitting the experimental 

data  and  predecessors'  work

[6]

.  The  energy  flux 

density is in magnitude of 10

12

W/m

2

. The current in 

each  cathode  spot  is  limited,  however,  because  the 

size  of  cathode  spot  is  only  several  microns,  the 

current  density  can  reach  10

8

A/m

2

.  Joule  heat  is 

produced  throughout  the  contact  while  the  energy 

flux density only acts on the  

 

 

 

Fig.1 Model of cathode spot 

cathode  surface.  The  cathode  plasma  pressure  is  in 

magnitude of 10

8

Pa.

 

References 

[1] I.G. Kesaev. Cathode Processes of Electrical 

Arc, 1968, Moscow, Russia: Nauka.  

[2] J.E. Daalder, Cathode erosion of metal vapor 

arcs  in  vacuum,  PhD  dissertation,  Tech.  Univ., 

Eindhoven, 1978.  

[3]  G.A.  Mesyats,  Ecton  mechanism  of  the 

vacuum  arc  cathode  spot,  IEEE  Transactions  on 

Plasma Sciences, v. 23, N6, pp. 879-883, 1995. 

[4]  G.A.  Mesyats,  D.I.  Proskurovsky,  Pulsed 

Electrical  Discharge  in  Vacuum.  Berlin:  Springer, 

1989.  

[5]  G.A.  Mesyats  and  N.M.  Zubarev,  J.  Appl. 

Phys., 2015, 117, 043302 (1-5). 

[6]  G.A.  Mesyats  and  N.M.  Zubarev,  J.  Appl. 

Phys. 2013, 113(20): 203301(1-4). 

Topic number 

376

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