1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика плазмы
  4. T. 45, № 11, 2019

Физика плазмы, 2019, T. 45, № 11, стр. 1041-1047

Влияние изменения частоты на диэлектрический барьерный разряд в смеси гелия с кислородом при переходе от множественных к одиночному пробою на полупериоде

Y. Guo a, H. Zhang a, *, J. L. E a

a School of Electrical Engineering, Xi’anJiaotong University
Xi’an, P. R. China

* E-mail: mhzhang@mail.xjtu.edu.cn

Поступила в редакцию 14.01.2019
После доработки 14.04.2019
Принята к публикации 25.04.2019

Полный текст (PDF)

Аннотация

Предлагается одномерная гидродинамическая модель для изучения влияния изменения частоты приложенного напряжения на диэлектрический барьерный разряд в смеси He + O2. При увеличении частоты от 20 до 30 кГц первый импульс разряда становится более интенсивным, в то время как второй импульс постепенно уменьшается и, в конце концов, исчезает. Режим создания плазмы, при котором происходят многочисленные пробои, заменяется на режим с однократным пробоем. Приводятся пространственно-временные распределения активных кислородных соединений (АКС) для изучения их наработки при переходе между разными режимами создания плазмы. Выполняется статистический анализ средних концентраций АКС и их потоков на стенку. Высказывается предположение о том, что наработка каждого компонента растет с частотой. Однако, когда второй импульс исчезает, производство некоторых компонентов, таких как ${{{\text{O}}}^{ - }}$ и ${\text{O}}_{2}^{*}$, слегка падает. Кроме того, поток на стенку и средняя концентрация этих частиц меняются аналогичным образом.

1. ВВЕДЕНИЕ

Холодная атмосферная плазма (ХАП) в последние годы интенсивно исследуется в связи с различными приложениями: нанотехнологиями [1], модификацией полимеров [2, 3], биомедициной [4, 5] и очисткой газовых и жидких сред [6, 7]. Среди различных методов создания ХАП диэлектрический барьерный разряд (ДБР) в смесях гелия с кислородом отличается эффективной генерацией устойчивой плазмы в больших объемах и эффективной наработкой активных кислородных соединений, которые, как было показано, чрезвычайно важны для приложений [8, 9]. Поэтому ДБР в смесях He + O2 вызывает большой интерес и широко используется.

Известно, что поведение ДБР чувствительно к вариации входных параметров. Их изменение может приводить к переходу от многочисленных электрических пробоев на полупериоде изменения приложенного напряжения к однократному пробою [10–14]. Для более глубокого понимания этого явления в ряде работ были изучены электрические характеристики разряда при таком переходе. Но, в дополнение к этому, в рассматриваемых условиях также представляет интерес исследовать изменение наработки активных кислородных соединений (АКС). В наших прежних работах по ДБР в смесях He + O2 изучались характеристики и химические процессы производства АКС при изменении режимов, вызванных изменением напряжения [15] и концентрации кислорода в смесях [16]. Однако, мало известно о влиянии изменения частоты приложенного напряжения на наработку АКС.

В данной работе предлагается в рамках одномерной гидродинамической модели изучить свойства диэлектрического барьерного разряда в смеси He + O2 на частотах 20, 25 и 30 нГц. При увеличении частоты режим создания плазмы, при котором происходят два пробоя за полупериод, постепенно сменяется режимом с однократным пробоем. Исследуется при этом переходе не только наработка АКС, но и их потоки на стенку. Потоки АКС важны для практических приложений, поскольку они характеризуют воздействие частиц на поверхность образца. Приводятся пространственно-временные распределения концентраций АКС, и выполняется статистический анализ средних концентраций АКС и их потоков на стенку.

Статья организована следующим образом. Описание модели и экспериментальных методов дается в разд. 2. Раздел 3 содержит результаты и их обсуждение. Наконец, выводы суммируются в разд. 4.

2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ И ОПИСАНИЕ МОДЕЛИ

На рис. 1 приводится типичная конфигурация симметричного ДБР, которая используется в данной модели. Синусоидальное напряжение с амплитудой 1500 В от источника прикладывается к электроду. И анод, и катод покрыты пластинами толщиной db = 0.1 см из диэлектрика с относительной диэлектрической проницаемостью, равной 9. Предполагается, что область между диэлектрическими пластинами, имеющая толщину dg = 0.2 см, заполнена плазмой. Начало координат помещается на поверхности, отделяющей плазму от диэлектрической пластины. Концентрация кислорода в газовой смеси берется равной 0.5%, поскольку было показано, что она оптимальна для наработки многих активных кислородных соединений [8, 17, 18]. Давление и температура исходного газа полагаются равными, соответственно, 760 Торр и 350 К.

Рис. 1.

Схема разрядного промежутка. Начало системы координат находится на границе раздела между плазмой и нижнего диэлектрического барьера.

В наших прежних исследованиях были выбраны основные компоненты и реакции в плазме смеси He + O2 на основе глобальной модели с 250 реакциями [19]. Исходя из этого, используемая в данной работе модель содержит 18 компонентов и 60 реакций. В этом случае модель позволяет получать результаты при относительно небольшом времени счета, описывая главные физико-химические процессы. 17 компонентов включают в себя 6 видов заряженных частиц (электроны и ионы ${\text{O}}_{2}^{ + }$, ${\text{O}}_{4}^{ + }$, ${{{\text{O}}}^{ - }}$, ${\text{O}}_{2}^{ - }$ и ${\text{O}}_{3}^{ - }$) и 11 видов нейтральных частиц (He, ${\text{H}}{{{\text{e}}}^{*}}$, ${\text{He}}_{2}^{*}$, O, O(1D), O(1S), O2, O2(a1∆g), O2(b1$\sum _{g}^{ + }$), ${{{\text{O}}}_{2}}(v)$ и O3). Все 60 реакций и их константы скорости приводятся в таблице II из [19].

По аналогии с другими численными исследованиями [20–22], модель в данной работе основывается на трех уравнениях. Это уравнение сохранения массы (1), уравнение сохранения энергии электронов (2) и уравнение Пуассона (3)

(1)
$\frac{{\partial {{n}_{i}}}}{{\partial t}} + \nabla {{\Gamma }_{i}} = {{S}_{i}},\quad {{\Gamma }_{i}} = \operatorname{sgn} \left( {{{q}_{i}}} \right){{n}_{i}}{{\mu }_{i}}{\mathbf{E}} - {{D}_{i}}\nabla {{n}_{i}},$
(2)
$\begin{gathered} \frac{{\partial {{n}_{e}}\varepsilon }}{{\partial t}} + \nabla \cdot \left( {\frac{5}{3}\varepsilon {{\Gamma }_{e}} - \frac{5}{3}{{n}_{e}}{{D}_{e}}\nabla \varepsilon } \right) = \\ \; = - e{{\Gamma }_{e}} \cdot {\mathbf{E}}{\text{ - }}\sum\limits_j {\Delta {{E}_{j}}{{R}_{j}} - } \\ \; - \sum\limits_k {3\frac{{{{m}_{e}}}}{{{{m}_{k}}}}{{R}_{{el,k}}}{{k}_{B}}\left( {{{T}_{e}} - {{T}_{k}}} \right)} , \\ \end{gathered} $
(3)
${{\varepsilon }_{0}}\nabla \cdot {\mathbf{E}} = \sum\limits_i {{{q}_{i}}} {{n}_{i}}.$

Индекс i в уравнении (1) соответствует i-му виду частиц. Величины n, Γ, S, q, µ и D представляют собой концентрацию, поток, чистую скорость рождения/гибели, заряд, подвижность и коэффициент диффузии. Индексы e, j и k в уравнении (2) означают, соответственно, электроны, j-ю реакцию и k-й вид частиц в исходной смеси (He и O2). Величины ε, E, m, ΔE, R и Rel – средняя энергия электронов, электрическое поле, масса, потеря энергии электронов в неупругих процессах, скорость реакции и скорость передачи импульса в столкновениях между электронами и компонентами смеси, соответственно. kB – постоянная Больцмана, а T – температура. Величина ${{\varepsilon }_{0}}$ в уравнении (3) – диэлектрическая проницаемость вакуума.

Граничные условия для каждого вида частиц основаны на следующих предположениях. Поток электронов на стенку вызывается электрическим дрейфом, тепловым движением и вторичной эмиссией. Потоки ионов контролируются электрическим дрейфом и тепловым движением. Потоки нейтральных частиц обеспечиваются только тепловым движением. Кроме того, на поверхности раздела между газом и диэлектриком условие для уравнения Пуассона дается с учетом поверхностного заряда, накапливаемого там благодаря току проводимости. Поэтому граничные условия имеют вид (4)–(8)

(4)
${{\Gamma }_{{\text{e}}}} \cdot {\mathbf{n}} = \alpha {{\mu }_{ + }}{\mathbf{E}} \cdot {\mathbf{n}}{{n}_{e}} + 0.25{{v}_{{th,e}}}{{n}_{e}} - \gamma \sum {{{\Gamma }_{ + }}} ,$
(5)
${{\Gamma }_{{\text{ + }}}} \cdot {\mathbf{n}} = \alpha {{\mu }_{ + }}{\mathbf{E}} \cdot {\mathbf{n}}{{n}_{ + }} + 0.25{{v}_{{th, + }}}{{n}_{ + }},$
(6)
${{\Gamma }_{ - }} \cdot {\mathbf{n}} = - \alpha {{\mu }_{ - }}{\mathbf{E}} \cdot {\mathbf{n}}{{n}_{ - }} + 0.25{{v}_{{th, - }}}{{n}_{ - }},$
(7)
${{\Gamma }_{i}} \cdot {\mathbf{n}} = 0.25{{p}_{i}}{{v}_{{th,i}}}{{n}_{i}},$
(8)
${{\varepsilon }_{r}}{\mathbf{E}} \cdot {\mathbf{n}} - {{\varepsilon }_{0}}{\mathbf{E}} \cdot {\mathbf{n}} = \sigma ,$
где n, ${{v}_{{th}}}$, p, γ, εr и σ представляют собой единичный нормальный к стенке вектор, тепловую скорость, вероятность участия соединения в реакции на электроде, коэффициент вторичной электронной эмиссии (ВЭЭ), диэлектрическую проницаемость диэлектрика и плотность поверхностного заряда на нем. Знаки + и – относятся к величинам для положительных и отрицательных ионов, соответственно. Величина α равна 1, если скорость дрейфа направлена к электроду, и равна 0 в противном случае. Хотя величина коэффициента ВЭЭ плохо известна, в работе Nemschokmichal et al. [23] показано, что при газовой температуре 350 К результаты моделирования хорошо согласуются с экспериментальными данными для коэффициента ВЭЭ, равного 0.01. Поэтому в данной модели этот коэффициент полагается равным указанной величине. Рассматриваемые реакции на поверхности и их вероятности взяты из табл. 3 работы [24].

Все вышеприведенные уравнения решаются с помощью солвера COMSOL Multiphysics®. Состояние плазмы считается стационарным, когда средняя концентрация самого долгоживущего соединения (O3) меняется менее, чем на 0.1%.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

3.1. Электрические характеристики

На рис. 2 приведены результаты расчета изменения во времени плотности тока I и напряжения на разрядном промежутке V, полученные для диэлектрического барьерного разряда в смеси He + + O2 при различных (20, 25 и 30 кГц) частотах приложенного синусоидального напряжения. Плотность тока I и напряжение V обозначены на рис. 2a–2в, соответственно, штриховыми и сплошными линиями.

Рис. 2.

Результаты моделирования изменения во времени плотности тока I (сплошные линии) и напряжения на промежутке V (штриховые линии) для диэлектрического барьерного разряда в смеси He + O2 при различных (20, 25 и 30 кГц) частотах приложенного синусоидального напряжения: a – 20 кГц; б – 25 кГц; в – 30 кГц.

Из рисунка ясно видно, что при увеличении частоты напряжения максимальная плотность тока во втором импульсе постепенно снижается и, в конце концов, стремится к нулю. Режим создания плазмы при двойном пробое заменяется на режим с однократным пробоем за один полупериод. На рис. 2a максимальные плотности тока для первого и второго импульсов равны 11.5 и 5.4 мА/см2, соответственно. Эти же величины на рис. 2б становятся равными 12.2 и 3.3 мА/см2. На рис. 2в максимальная плотность тока равна 13.6 мА/см2. Очевидно, при рассматриваемом переходе первый импульс становится более интенсивным. Следует заметить, что примерно 60% диссипируемой в плазме ДБР энергии поглощается во время пробоя [20]. В результате диссипация энергии растет от 0.66 до 0.77 и 0.82 Вт/см3 на рис. 2а–2в, хотя второй импульс постепенно исчезает.

Физический механизм перехода от многоимпульсного разряда к разряду с одним импульсом на полупериоде может быть связан с тем, что после первого отрицательного (положительного) пробоя определенное количество отрицательного заряда (например, созданные положительными ионами вторичные электроны) аккумулируются на поверхности анодного (катодного) барьера [25]. При развитии следующего пробоя эти заряды отталкивают электроны, что делает пробой менее интенсивным. По мере роста частоты электрического поля все большее количество электронов накапливается на поверхности после первого пробоя, приводя к ослаблению и исчезновению второго пробоя.

Полученные результаты во многом похожи на экспериментальные данные Radu et al. [10], где ДБР плазма создавалась в гелии при изменении частоты от 1 до 12 кГц. При этом, по аналогии с настоящей работой, с ростом частоты многочисленные пробои заменялись на однократный пробой.

3.2. Пространственно-временные распределения заряженных и нейтральных частиц

На рис. 3 представлены пространственно-временные распределения заряженных и нейтральных соединений, чтобы показать изменение наработки АКС при смене режима генерации плазмы. Ряды сверху вниз соответствуют электронам, отрицательным ионам, положительным ионам, O, O* и ${\text{O}}_{2}^{*}$, соответственно. Обозначение O* включает O(1D) и O(1S), а обозначение ${\text{O}}_{2}^{*}$ подразумевает O2(a1∆g), O2(b1∑g+) и ${{{\text{O}}}_{2}}(v)$. Столбцы слева направо соответствуют частотам 20, 25 и 30 кГц.

Рис. 3.

Расчетные пространственно-временные распределения концентраций частиц для диэлектрического барьерного разряда в смеси He+O2 при трех разных частотах (20, 25 и 30 кГц). (a–в) – электроны; (г–е) – отрицательные ионы; (ж–и) – положительные ионы; (к–м) – невозбужденные атомы O; (н–п) – возбужденные атомы O*; (р–т) – возбужденные молекулы ${\text{O}}_{2}^{*}$.

Из рис. 3a–3в следует, что пространственно-временные распределения электронов близко коррелируют с изменениями во времени напряжения V и плотности тока I, представленными на рис. 2. Электроны создаются в большом количестве при каждом пробое. Во время пробоя при положительном (отрицательном) напряжении максимальная концентрация электронов достигается в головной части электронной лавины, которая близка к катоду (аноду). После пробоя электроны дрейфуют к противоположному электроду и быстро исчезают. Во временном интервале между отдельными пробоями концентрация электронов очень мала. С увеличением частоты первый “импульс” электронов растет, а второй становится слабее и, в конце концов, исчезает. На рис. 3а–3в максимальные концентрации электронов равны, соответственно, 4.4 × 1011, 4.8 × 1011 и 5.8 × 1011 см–3.

Пространственно-временные распределения для отрицательных ионов показаны на рис. 3г–3е, а те же величины для положительных ионов – на рис. 3ж–3и. Определенная аналогия присутствует между характеристиками ионов и электронов. Все они в большом количестве создаются при пробое и затем быстро исчезают. При увеличении частоты интенсивность их первых “импульсов” увеличивается, и постепенно растет их максимальная концентрация. Пиковые значения для концентраций отрицательных ионов равны 1.9 × 1011, 2.0 × 1011 и 2.2 × 1011 см–3 на рис. 3г–3е, а те же величины для положительных ионов равны, соответственно, 4.7 × 1011, 5.1 × 1011 и 6.0 × 1011 см–3 на рис. 3ж–3и. Различие состоит в том, что положительные ионы дрейфуют к электроду в направлении, противоположном дрейфу электронов. Как видно на рис. 3ж–3и, положительные ионы дрейфуют к катоду (аноду) при пробое во время положительного (отрицательного) напряжения и так пересекают промежуток.

Однако нейтральные частицы имеют совсем другие распределения. Пространственно-временные распределения невозбужденных атомов О и возбужденных молекул ${\text{O}}_{2}^{*}$ подобны друг другу, поскольку это долгоживущие частицы. Их концентрации остаются высокими и только слегка меняются во время периода изменения напряжения. Максимальные концентрации O для разных частот равны 1.3 × 1014, 1.7 × 1014 и 1.5 × × 1014 см–3 (см. рис. 3ж–3и), а максимальные концентрации ${\text{O}}_{2}^{*}$ составляют 2.4 × 1014, 2.9 × 1014 и 2.7 × 1014 см–3 (см. рис. 3р–3т). С ростом частоты эти величины сначала несколько увеличиваются, а потом снижаются. Это может быть вызвано тем, что вклад от каждого импульса в наработку долгоживущих соединений не слишком велик. Последнее следует из рис. 5 нашей предыдущей статьи [16], где при изменении режима создания плазмы от однократного пробоя до трех пробоев на полупериоде средняя концентрация атомов О почти не менялась при каждом пробое. Поэтому, как видно на рис. 3, максимальные концентрации O и ${\text{O}}_{2}^{*}$ снижаются при исчезновении второго пика.

Что касается возбужденных атомов O*, их распределения аналогичны распределениям для электронов. При каждом пробое атомы O* производятся и гибнут в большом количестве. Концентрация O* достигает своего максимума в головной части электронной лавины. При увеличении частоты максимальная концентрация O* растет от 8.5 × 1011 до 8.7 × 1011 и 9.2 × 1011 см–3 на рис. 3н–3п. Поскольку атомы O(1D) составляют 99% от всех возбужденных атомов O*, а главный канал создания O(1D) – это реакция e + O2 → → O(1D) + O + e, то между пространственно-временными распределениями O* и электронов существует сильная корреляция.

В заключение к обсуждению пространственно-временных распределений следует отметить, что короткоживущие частицы (такие как заряженные частицы и O*) обладают схожими распределениями, и что аналогичный вывод можно сделать и для долгоживущих частиц (таких как O and ${\text{O}}_{2}^{*}$). Максимальные концентрации короткоживущих частиц растут с частотой, в то время как аналогичные величины для долгоживущих частиц с частотой сначала увеличиваются, а потом начинают падать. Наиболее важен для исследователей вопрос о том, как увеличить средние концентрации АКС и их потоки на стенку. Относительные значения этих величин (с нормировкой на их значения при 20 кГц) вычислены и приведены на рис. 4.

Рис. 4.

Расчетные отнормированные концентрации частиц (a) и их потоки на стенку (б) для диэлектрического барьерного разряда в смеси He + O2 на частотах 20, 25 и 30 кГц. Нормировка величин произведена на их значения при частоте 20 кГц.

3.3. Сравнение средних концентраций и потоков на стенку

Как указывалось выше, на рис. 4 представлены средние концентрации и потоки на стенку для заряженных и нейтральных частиц с нормировкой на их значения при 20 кГц. Для каждого вида частиц приведено три столбца, каждый из которых соответствует одной из частот 20, 25 и 30 кГц. Потоки на стенку и средние концентрации для каждого вида частиц проявляют одни и те же тренды. Но для разных частиц эти зависимости различные.

Например, при увеличении частоты средняя концентрация электронов значительно растет – в пропорции 1:1.2:1.7 на рис. 4a. Это означает, что увеличение наработки электронов в первом пике значительно превышает их потерю, вызванную уменьшением второго пика, как показано на рис. 3. Пропорция для потока электронов на стенку составляет 1:1.2:1.4 на рис. 4б. Этот поток также значительно растет, но не так сильно, как концентрация электронов. Это может быть вызвано тем, что электроны главным образом убывают из-за электрического дрейфа, и только небольшое их число может достичь границы. Поэтому поток электронов на стенку не так сильно зависит от изменения режима генерации плазмы.

Другие заряженные частицы – ионы ${\text{O}}_{2}^{ - }$, ${\text{O}}_{2}^{ + }$ и ${\text{O}}_{4}^{ + }$ показывают аналогичные электронам тренды, поскольку их наработка сильно скоррелирована с присутствием электронов. Почти все ионы ${\text{O}}_{2}^{ - }$ рождаются при прилипании электронов к молекулам (e + O2 → ${\text{O}}_{2}^{ - }$). Что касается ионов ${\text{O}}_{2}^{ + }$ и ${\text{O}}_{4}^{ + }$, то помимо ионного преобразования между ними, эти частицы создаются в основном при ионизации нейтральных частиц электронным ударом или в результате пеннинговской ионизации, требующей присутствия метастабильных атомов гелия, которые также возбуждаются электронным ударом. Поэтому средние концентрации и потоки на стенку этих частиц растут с увеличением частоты напряжения. Однако ионы ${{{\text{O}}}^{ - }}$ и ${\text{O}}_{3}^{ - }$ имеют тренды, отличные от электронных. Это объясняется тем, что главный механизм наработки ионов ${{{\text{O}}}^{ - }}$ – прилипание электронов к O2 и O3, а ионы ${\text{O}}_{3}^{ - }$ образуются в основном в процессах перезарядки с участием ионов ${{{\text{O}}}^{ - }}$ и ${\text{O}}_{2}^{ - }$. При увеличении частоты до 30 кГц уменьшение концентрации O3 приводит также к снижению наработки ${{{\text{O}}}^{ - }}$ и ${\text{O}}_{3}^{ - }$.

Средние концентрации и потоки на стенку для большинства нейтральных частиц сначала растут с частотой, а потом уменьшаются. Как обсуждалось выше, O, ${\text{O}}_{2}^{*}$ и O3 являются долгоживущими и поэтому они малочувствительны к изменению режима генерации плазмы. Атомы O* относятся к короткоживущему типу частиц. Однако, их концентрации не растут, как ожидалось, с частотой. Исчезновение второго пика, судя по всему, также ограничивает рост атомов O*. Что касается метастабильных атомов гелия, они возбуждаются в основном электронным ударом. Из-за этого их характеристики меняются по аналогии с электронными характеристиками.

Как показано на рис. 2, при изменении частоты от 20 до 30 кГц режим генерации плазмы с двумя пробоями сменяется режимом с однократным пробоем. При этом диссипация энергии возрастает. Обычно увеличение диссипации энергии сопровождается ростом концентрации частиц. Но, как видно на рис. 4, средние концентрации электронов, ионов ${\text{O}}_{2}^{ - }$, ${\text{O}}_{2}^{ + }$ и ${\text{O}}_{4}^{ + }$, а также атомов He* значительно увеличиваются, в то время как концентрации ${{{\text{O}}}^{ - }}$, ${\text{O}}_{3}^{ - }$, O, ${\text{O}}_{2}^{*}$ и O3 сначала растут, а потом падают. Представляется, что изменение режима генерации плазмы приводит к уменьшению концентрации последних частиц, хотя диссипация энергии продолжает расти. При этом потоки на стенку и средние концентрации частиц каждого типа ведут себя с изменением частоты похожим образом.

4. ВЫВОДЫ

В данной работе на основе одномерной гидродинамической модели изучается диэлектрический барьерный разряд в смеси He + O2 для частот приложенного напряжения 20, 25 и 30 кГц. С увеличением частоты первый импульс становится все более интенсивным, в то время как второй импульс постепенно исчезает. Причем, постепенно растет и диссипация энергии, а режим создания плазмы с двумя пробоями заменяется на режим с однократным пробоем на полупериоде. Во время каждого пробоя короткоживущие частицы образуются в большом количестве и потом быстро гибнут, а концентрации долгоживущих соединений при этом остаются высокими. Статистический анализ средних концентраций и потоков на стенку для заряженных и нейтральных частиц показывает следующее. Два различных типа закономерностей наблюдаются при изменении режима создания плазмы: концентрации электронов, ${\text{O}}_{2}^{ - }$, ${\text{O}}_{2}^{ + }$, ${\text{O}}_{4}^{ + }$ и атомов He* значительно растут с частотой, в то время как концентрации ${{{\text{O}}}^{ - }}$, ${\text{O}}_{3}^{ - }$, O, ${\text{O}}_{2}^{*}$ и O3 сначала увеличиваются, потом спадают. Хотя диссипация энергии при этом растет, исчезновение второго импульса приводит к наблюдаемому спаду этих частиц.

Работа выполнена при поддержке Национального фонда естественных наук Китая (грант № 51521065).

Список литературы

  1. Mariotti D., Bose A.C., Ostrikov K. IEEE Trans. Plasma Sci. 2009. V. 37. P. 1027.

  2. Gonzalez E., Barankin M.D., Guschl P.C., Hicks R.F. IEEE Trans. Plasma Sci. 2009. V. 37. P. 823.

  3. Vogelsang A., Ohl A., Steffen H., Foest R., Schröder K., Weltmann K.D. Plasma Process. Polym. 2010. V. 7. P. 16.

  4. Laroussi M. IEEE Trans. Plasma Sci. 2009. V. 37. P. 714.

  5. Chen C.Y., Fan H.W., Kuo P., Chang J., Pedersen T., Mills T.J., Huang C.C. IEEE Trans. Plasma Sci. 2009. V. 37. P. 993.

  6. Neretti G., Taglioli M., Colonna G., Borghi C.A. Plasma Sources Sci. Technol. 2017. V. 26. P. 015013.

  7. Foster J.E., Weatherford B., Gillman E., Yee B. Plasma Sources Sci. Technol. 2010. V. 19. P. 025001.

  8. Deng X.T., Shi J.J., Kong M.G. J. Appl. Phys. 2007. V. 101. P. 074701.

  9. Moreau M., Orange N., Feuilloley M.G.J. J. Biotechnol. 2008. V. 26. P. 610.

  10. Radu I., Bartnikas R., Wertheimer M.R. IEEE Trans. Plasma Sci. 2003. V. 31. P. 1363.

  11. Bartnikas R. Brit. J. Appl. Phys. 1968. V. 1. P. 659.

  12. Bartnikas R. Archiv für Elektrotech. 1969. V. 52. P. 348.

  13. Hao Y.P., Chen J.Y., Yang L., Wang X.L. in Proceedings of the IEEE 9th international conference on properties and applications of dielectric materials, China, 2009, p. 626.

  14. Yuan X.H., Shin J., Raja L.L. Vacuum. 2006. V. 80. P. 1199.

  15. Zhang H., Guo Y., Liu D.X., Sun B.W., Liu Y.F., Yang A.J., Wang X.H., Wu Y. Phys. Plasmas. 2018. V. 25. P. 073508.

  16. Zhang H., Guo Y., Liu D.X., Sun B.W., Liu Y.F., Yang A.J., Wang X.H. Phys. Plasmas. 2018. V. 25. P. 103511.

  17. Yu H., Perni S., Shi J.J., Wang D.Z., Kong M.G., Shama G. J. Appl. Microbiol. 2006. V. 101. P. 1323.

  18. Park G.Y., Hong Y.J., Lee H.W., Sim J.Y., Lee J.K. Plasma Process. Polym. 2010. V. 7. P. 281.

  19. Yang A.J., Wang X.H., Rong M.Z., Liu D.X., Iza F., Kong M.G. Phys. Plasmas. 2011. V. 18. P. 113503.

  20. Nagaraja S., Yang V., Adamovich I. J. Phys. D: Appl. Phys. 2013. V. 46. P. 155205.

  21. Zhang Y.T., Wang D.Z. J. Phys. D: Appl. Phys. 2006. V. 100. P. 063304.

  22. Golubovskii Yu.B., Maiorov V.A., Behnke J., Behnke J.F. J. Phys. D: Appl. Phys. 2003. V. 36. P. 39.

  23. Nemschokmichal S., Tschiersch R., Meichsner J. Plasma Sources Sci. Technol. 2016. V. 25. P. 055024.

  24. Liu D.X., Rong M.Z., Wang X.H., Iza F., Kong M.G., Bruggeman P. Plasma Processes Polym. 2010. V. 7. P. 846.

  25. Lee D., Park J.M., Hong S.H., Kim Y. IEEE Trans. Plasma Sci. 2005. V. 33. P. 949.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика плазмы

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал