(57)【要約】  特別に形作られた波形を持つ印加電圧を用いて非熱的大気ガスプラズマ（ｎｏｎ−ｔｈｅｒｍａｌ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｇａｓ  ｐｌａｓｍａｓ）を生成する方法。電流放電発生後の期間に電圧を小さくすることによって、エネルギーの浪費を避ける形状に波形が作られる。ガス放電電流に応答して印加電圧の波形を形成するために、制御システムが用いられることができる。
2006503404.tif 000002
【特許請求の範囲】
【請求項１】
印加電圧が、頂部が切り取られた波形を示す特徴によって特徴付けられる、ガスプラズマの生成方法。
【請求項２】
印加電圧が、そのピーク値から非対称に減衰する波形を示す特徴によって特徴付けられる、ガスプラズマの生成方法。
【請求項３】
印加電圧が、その頂部が切り取られると共にそのピーク値から非対称に減衰する波形を示す特徴によって特徴付けられる、ガスプラズマの生成方法。
【請求項４】
請求項１から３のいずれかに記載の方法であって、任意の時点から測定される時間ｔの関数としての印加電圧Ｖが周期Ｔの波形Ｖ（ｔ）の形を有し、例えば（ｔ＝ｉＴ）から（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）の間や（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）から（ｔ＝（ｉ＋ｌ）Ｔ）（ｉは整数値）のような、少なくとも１つの半周期において、前記波形は、前記電圧の時間積分の大きさが、前記半周期の前半部において前記半周期の後半部よりも大きいことを特徴とする、方法。
【請求項５】
請求項１から３のいずれかに記載の方法であって、任意の時点から測定される時間ｔの関数としての印加電圧Ｖが周期Ｔの波形Ｖ（ｔ）の形を有し、例えば（ｔ＝ｉＴ）から（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）の間や（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）から（ｔ＝（ｉ＋ｌ）Ｔ）（ｉは整数値）のような、少なくとも１つの半周期において、前記波形は実質的に電圧が一定である期間によって特徴付けられる、方法。
【請求項６】
前記印加電圧が本明細書に記載される数式Ｅ１によって定められる請求項５に記載される方法。
【請求項７】
前記印加電圧が本明細書に記載される数式Ｅ２によって定められる請求項４に記載される方法。
【請求項８】
前記印加電圧が本明細書に記載される数式Ｅ３によって定められる請求項４に記載される方法。
【請求項９】
請求項１から３のいずれかに記載の方法であって、前記印加電圧は制御システムの作用によって生成され、前記制御システムは入力信号としてプラズマ放電の測定結果を用いる、方法。
【請求項１０】
添付図面を参照しつつ実質的に本明細書に記載され、また実質的に添付図面に描かれる、ガスプラズマの生成方法。
【発明の詳細な説明】
【技術分野】
【０００１】
本発明はガスプラズマの生成に関し、より詳細には電気的に効率の良い拡散非熱的大気ガスプラズマ（ｄｉｆｆｕｓｅ  ｎｏｎ−ｔｈｅｒｍａｌ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｇａｓ  ｐｌａｓｍａｓ）の製造に関する。
【背景技術】
【０００２】
＜出願人が承知している先行技術のレビュー＞
大気圧の下で発生する非熱的ガス放電（Ｎｏｎｔｈｅｒｍａｌ  ｇａｓ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅｓ）は、オゾンの製造（非特許文献１参照）や汚染物質の制御（非特許文献２参照）、ポリマーフィルムの表面改質（非特許文献３参照）について、広範な使途を見出している。通常このような大気プラズマは、ストリーマ状フィラメントのナノ秒スケールの微少放電を多く含み（非特許文献４参照）、またそれらの基本的な性質や応用分野は良く知られている。（非特許文献５及び６参照。）より最近では、非熱的大気ガス放電は、その放電電流パルスの持続時間を含めてミリ秒未満を超えて拡散し発光することが示唆されている。（非特許文献７，８，９参照。）ストリーマが主となるモードにおけるそれらの対応物と比較して、これらの拡散非熱的大気プラズマは、より広い空間的一様性や、より良い時間的安定性、通常７５℃−１５０℃というかなり低いガス温度を有する。（非特許文献１０参照。）これらの性質は、エッチングやデポジション、高分子表面の構造改質など、材料加工における多くの重要な用途において、拡散非熱的大気プラズマを非常に魅力的なものとしている。
【０００３】
これらの拡散非熱的大気プラズマは、誘電体によって絶縁された電極によって音声周波数において生成されるか（非特許文献９参照）、絶縁されていない電極によってラジオ周波数で生成されるか（非特許文献１０参照）、マイクロ波周波数によって生成されてきた（非特許文献８参照）。その魅力的な空間的及び時間的特性はさておき、拡散非熱的大気プラズマはそのストリーマ優位な対応物とは異なる電気的及び化学的性質を有する。それらの多くの基本的な性質はまだ完全に理解されてはいないにも関わらず、研究の焦点は、既存の用途の実験的な改良や新しい用途の実験的な調査が主であった。
【０００４】
材料加工において制御され最適化された性能を実現するために、プラズマの特性を調整し合わせることができるのはいつも望ましいことである。拡散非熱的大気プラズマの場合は、これはプラズマリグのデザインとガス組成を通じて追求され、また励起周波数の適切な選択を通じてもある程度追求された。（非特許文献１１参照。）
【０００５】
米国特許第６２２８３３０号公報は、慎重を期するべき装置や物質に対する汚染除去や殺菌のために大気圧プラズマを用いることが教示されており、多くのバクテリア胞子の不活性化にたいするその効力の証拠を示している。この特許公報はプラズマ再循環のシステムが開示されているが、印加電圧の波形の形成については開示していない。
【０００６】
欧州特許出願第１０４０８３９号は、ガスプラズマを用いた殺菌の多段階プロセスについて説明している。この特許出願は、印加電圧の波形の形成については開示していない。
【０００７】
米国特許第６１１８２１８号公報は、多孔性金属電極に加えられる大気圧プラズマの取り扱いについて説明している。この特許出願は、印加電圧の波形の形成については開示していない。
【０００８】
非熱的ガスプラズマのいくつもの特徴が、その適用可能性について特に重要となる。第１に、ガスプラズマの温度は、殺菌や表面汚染除去等の間にプラズマが接触する対象にとって有害であるかもしれない。第２に、プラズマにおける電力損失は、プラズマ発生のエネルギー効率に直接関係するが、これはプラズマを使用する装置の全体的な経済効率に重要であり、また容易に利用可能な電力供給源を持たないアプリケーションにおいては特に重要である。
【０００９】
それ故、本発明の目的は、高密度の活性粒子（ａｃｔｉｖｅ  ｓｐｅｃｉｅｓ）という望ましい特徴を維持しながら、優れたエネルギー効率且つ低温で、大気圧プラズマを生成する手段を提供することである。
【００１０】
【特許文献１】米国特許第６２２８３３０号公報
【特許文献２】欧州特許出願第１０４０８３９号
【特許文献３】米国特許第６１１８２１８号公報
【非特許文献１】Ｂ．Ｅｌｉａｓｓｏｎ，Ｕ．Ｋｏｇｅｌｓｃｈａｔｚ著「Ｎｏｎｅｑｕｉｌｉｂｒｉｕｍ  ｖｏｌｕｍｅ  ｐｌａｓｍａ  ｃｈｅｍｉｃａｌ−ｐｒｏｃｅｓｓｉｎｇ」（ＩＥＥＥ  Ｔｒａｎｓ．Ｐｌａｓｍａ  Ｓｃｉｅｎｃｅ，ｖｏｌ．１９，ｐｐ．１０６３−１０７７，１９９１．）
【非特許文献２】Ｂ．Ｍ．Ｐｅｎｅｔｒａｎｔｅ，Ｊ．Ｎ．Ｂａｒｓｌｅｙ，Ｍ．Ｃ．Ｈｓａｉｏ著「Ｋｉｎｅｔｉｃ  ａｎａｌｙｓｉｓ  ｏｆ  ｎｏｎ−ｔｈｅｒｍａｌ  ｐｌａｓｍａｓ  ｕｓｅｄ  ｆｏｒ  ｐｏｌｌｕｔｉｏｎ  ｃｏｎｔｒｏｌ」（Ｊａｐａｎ．Ｊ．Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．Ｖｏｌ．３６，ｐｐ．５００７−５０１７，１９９７．）
【非特許文献３】Ｊ．Ｆｒｉｅｄｒｉｃｈ，Ｌ．Ｗｉｇａｎｔ，Ｗ．Ｕｎｇｅｒ，Ａ．Ｌｉｐｐｉｔｚ，Ｈ．Ｗｉｔｔｒｉｃｈ著「Ｃｏｒｏｎａ，ｓｐａｒｋ  ａｎｄ  ｃｏｍｂｉｎｅｄ  ＵＶ  ａｎｄ  ｏｚｏｎｅ  ｍｏｄｉｆｉｃａｔｉｏｎ  ｏｆ  ｐｏｌｙｍｅｒ  ｆｉｌｍｓ  ＷｅＢＰ２３」（Ｓｕｒｆａｃｅ  ＆  Ｃｏａｔｉｎｇｓ  Ｔｅｃｈｎｏｌｏｇｙ，ｖｏｌ．９８，ｐｐ．８７９−８８５，１９９８．）
【非特許文献４】Ａ．Ｃ．Ｇｅｎｔｉｌｅ，Ｍ．Ｊ．Ｋｕｓｈｎｅｒ著「Ｒｅａｃｔｉｏｎ  ｃｈｅｍｉｓｔｒｙ  ａｎｄ  ｏｐｔｉｍｉｚａｔｉｏｎ  ｏｆ  ｐｌａｓｍａ  ｒｅｍｅｄｉａｔｉｏｎ  ｏｆ  ＮｘＯｙ  ｆｒｏｍ  ｇａｓ  ｓｔｒｅａｍｓ」（Ｊ．Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．ｖｏｌ．７８，ｐｐ．２０７４−２０８５，１９９５．）
【非特許文献５】Ｍ．Ｂａｅｖａ，Ａ．Ｄｏｇａｎ，Ｊ．Ｅｈｌｂｅｃｋ，Ａ．Ｐｏｔｔ，Ｊ．Ｕｈｌｅｎｂｕｓｃｈ著「ＣＡＲＳ  ｄｉａｇｎｏｓｔｉｃ  ａｎｄ  ｍｏｄｅｌｉｎｇ  ｏｆ  ａ  ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃ  ｂａｒｒｉｅｒ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ」（Ｐｌａｓｍａ  Ｃｈｅｍ．Ｐｌａｓｍａ  Ｐｒｏｃｅｓｓｉｎｇ，ｖｏｌ．１９，ｐｐ．４４５−４６６，１９９９．）
【非特許文献６】Ｒ．Ｈａｃｋａｍ，Ｈ．Ａｋｉｙａｍａ著「Ａｉｒ  ｐｏｌｌｕｔｉｏｎ  ｃｏｎｔｒｏｌ  ｂｙ  ｅｌｅｃｔｒｉｃａｌ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅｓ」（ＩＥＥＥ  Ｔｒａｎｓ．Ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃｓ  ａｎｄ  Ｅｌｅｃｔｒｉｃａｌ  Ｉｎｓｕｌａｔｉｏｎ，ｖｏｌ．７，ｐｐ．６５４−６８３，２０００．）
【非特許文献７】Ｅ．Ｅ．Ｋｕｎｈａｒｄｔ著「Ｇｅｎｅｒａｔｉｏｎ  ｏｆ  ｌａｒｇｅ−ｖｏｌｕｍｅ，ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ−ｐｒｅｓｓｕｒｅ，ｎｏｎｅｑｕｉｌｉｂｒｉｕｍ  ｐｌａｓｍａｓ」（ＩＥＥＥ  Ｔｒａｎｓ．Ｐｌａｓｍａ  Ｓｃｉ．，ｖｏｌ．２８，ｐｐ．１８９−２００，２０００．）
【非特許文献８】Ｍ．Ｊ．Ｓｈｅｎｔｏｎ，Ｇ．Ｃ．Ｓｔｅｖｅｎｓ著「Ｓｕｒｆａｃｅ  ｍｏｄｉｆｉｃａｔｉｏｎ  ｏｆ  ｐｏｌｙｍｅｒ  ｓｕｒｆａｃｅｓ：  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｌａｓｍａ  ｖｅｒｓｕｓ  ｖａｃｕｕｍ  ｐｌａｓｍａ  ｔｒｅａｔｍｅｎｔｓ」（Ｊ．Ｐｈｙｓｉｃｓ．Ｄ：  Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．，ｖｏｌ．３４，ｐｐ．２７６１−２７６８，２００１．）
【非特許文献９】Ｆ．Ｍａｓｓｉｎｅｓ，Ａ．Ｒａｂｅｈｉ，Ｐｈ  Ｄｅｃｏｍｐｓ，Ｒ．Ｂ．Ｇａｄｒｉ，Ｐ．Ｓｅｇｕｒ，Ｃ．Ｍａｙｏｕｘ著「Ｅｘｐｅｒｉｍｅｎｔａｌ  ａｎｄ  ｔｈｅｏｒｅｔｉｃａｌ  ｓｔｕｄｙ  ｏｆ  ａ  ｇｌｏｗ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ  ａｔ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｃｏｎｔｒｏｌｌｅｄ  ｂｙ  ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃ  ｂａｒｒｉｅｒ」（Ｊｏｕｒｎａｌ  ｏｆ  Ａｐｐｌｉｅｄ  Ｐｈｙｓｉｃｓ，ｖｏｌ．８３，ｐｐ．２９５０−２９５７，１９９８．）
【非特許文献１０】Ａ．Ｓｃｈｕｔｚｅ  Ａ，Ｊ．Ｙ．Ｊｅｏｕｇ，Ｓ．Ｅ．Ｂａｂａｙａｎ，Ｊ．Ｐａｒｋ，Ｇ．Ｓ．Ｓｅｌｗｙｎ著「Ｔｈｅ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ−ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｐｌａｓｍａ  ｊｅｔ：  Ａ  ｒｅｖｉｅｗ  ａｎｄ  ｃｏｍｐａｒｉｓｏｎ  ｔｏ  ｏｔｈｅｒ  ｐｌａｓｍａ  ｓｏｕｒｃｅｓ」（ＩＥＥＥ  Ｔｒａｎｓ  Ｐｌａｓｍａ  Ｓｃｉ，ｖｏｌ．２６，ｐｐ．１６８５−１６９４，１９９８．）
【非特許文献１１】Ｊ．Ｐａｒｋ，Ｉ．Ｈｅｎｉｎｓ，Ｗ．Ｈｅｒｍａｎｎ，Ｇ．Ｓ．Ｓｅｌｗｙｎ著「Ｇａｓ  ｂｒｅａｋｄｏｗｎ  ｉｎ  ａｎ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｒａｄｉｏ−ｆｒｅｑｕｅｎｃｙ  ｃａｐａｃｉｔｉｖｅ  ｐｌａｓｍａ  ｓｏｕｒｃｅ」（Ｊ．Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．，ｖｏｌ．８９  １５−１９，２００１）
【発明の開示】
【００１１】
本発明思想によると、（本明細書及び図面において明らかにされるような）頂部が切り取られた波形、及び／又は（本明細書及び図面において明らかにされるような）ピーク値から非対称的に減衰する波形を有する印加電圧を用いることにより、これらの目的が達成される。
【００１２】
任意の時点から測定される時間ｔの関数としての印加電圧Ｖが周期Ｔの波形Ｖ（ｔ）の形を有し、例えば［ｔ＝ｉＴ］から［ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２］の間や［ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２］から［ｔ＝（ｉ＋ｌ）Ｔ］（ｉは整数値）のような、少なくとも１つの半周期において、前記波形は、前記電圧の時間積分の大きさが、前記半周期の前半部において前記半周期の後半部よりも大きいことを特徴とすると有利である。
【００１３】
また、任意の時点から測定される時間ｔの関数としての印加電圧Ｖが周期Ｔの波形Ｖ（ｔ）の形を有し、例えば［ｔ＝ｉＴ］から［ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２］の間や［ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２］から［ｔ＝（ｉ＋ｌ）Ｔ］（ｉは整数値）のような、少なくとも１つの半周期において、前記波形は、実質的に電圧が一定である期間を特徴とすると有利である。
【００１４】
また、前記印加電圧は下記数式Ｅ１によって定められることができると有利である。
【００１５】
また、前記印加電圧は下記数式Ｅ２によって定められることができると有利である。
【００１６】
また、前記印加電圧は下記数式Ｅ３によって定められることができると有利である。
【００１７】
好ましくは、前記印加電圧は制御システムの作用によって生成され、前記制御システムは入力信号としてプラズマ放電の測定結果を用いる。
【００１８】
本発明の範囲には、添付図面を参照しつつ実質的に本明細書に記載され、また実質的に添付図面に描かれる、ガスプラズマの生成方法が含まれる。
【発明を実施するための最良の形態】
【００１９】
＜発明思想＞
本発明思想は、プラズマ励起電圧をパルスにすることが、拡散非熱的大気プラズマの特性を制御し、改良する方法であると考えている。ストリーマが主となる大気ガス放電において、パルスプラズマ生成は、グローからアークへの遷移において、より良いエネルギー効率とより大きなコントロール性を実現することが知られている。しかし拡散非熱的大気プラズマでは一度も実現されたことがない。もし同じような改良がそのようなプラズマにおいても達成できるなら、航空機の艤装や産業規模の表面処理等のプラズマ電力消費量が重要な問題であるアプリケーションに有用であろう。
【００２０】
様々なプラズマ生成の形態において、プラズマ・パルシングの有用性を例証するため、我々はヘリウム−窒素混合物中において、誘電体によって絶縁された平行配置の２枚の平板電極の間で生成される、非熱的大気ガス放電について考察する。特に、この発明思想は次の２つのことに答えようとしている。（１）パルスプラズマ生成は、生成されたプラズマを維持するために必要な電力の節約をもたらしうるか。（２）もしそうならば、エネルギー効率を上げるために、どのようにパルス形状や幅を調整しうるか。
【００２１】
このアプローチは、拡散非熱的大気プラズマの殆どの数学的研究に用いられたものと同様の、流体力学モデルを用いて開発された１次元コンピュータ・コードを使用する。（Ｘ．Ｔ．Ｄｅｎｇ，Ｍ．Ｇ．Ｋｏｎｇ著「Ｐａｒａｍｅｔｒｉｃ  ｃｏｎｄｉｔｉｏｎｓ  ｆｏｒ  ｇｅｎｅｒａｔｉｏｎ  ｏｆ  ｓｔａｂｌｅ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｎｏｎｔｈｅｒｍａｌ  ｐｌａｓｍａｓ」（ｉｎ  ｔｈｅ  ２００１  Ａｎｎｕａｌ  Ｒｅｐｏｒｔ，Ｃｏｎｆｅｒｅｎｃｅ  ｏｎ  Ｅｌｅｃｔｒｉｃａｌ  Ｉｎｓｕｌａｔｉｏｎ  ａｎｄ  Ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃ  Ｐｈｅｎｏｍｅｎａ  ６７７  （ＩＥＥＥ  Ｃａｔａｌｏｇｕｅ  Ｎｕｍｂｅｒ：０１ＣＨ３７２２５），ｐｐ．６７７−６８０，２００１）及び前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓら、さらにＦ．Ｔｏｃｈｉｋｕｂｏ，Ｔ．Ｃｈｉｂａ，Ｔ．Ｗａｔａｎａｂｅ著「Ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ  ｏｆ  ｌｏｗ−ｆｒｅｑｕｅｎｃｙ  ｈｅｌｉｕｍ  ｇｌｏｗ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ  ａｔ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｂｅｔｗｅｅｎ  ｐａｒａｌｌｅｌ  ｐｌａｔｅ  ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃ  ｅｌｅｃｔｒｏｄｅｓ」（Ｊａｐａｎｅｓｅ  Ｊｏｕｒｎａｌ  ｏｆ  Ａｐｐｌｉｅｄ  Ｐｈｙｓｉｃｓ，ｖｏｌ．３８，ｐｐ．５２４４−５２５０，１９９９）を参照。）明確化のため、拡散非熱的大気プラズマの基本的なモデルの鍵となる特徴が、その数学的な手段と共に以下に説明される。正弦波励起における非熱的大気プラズマの電圧−電流特性が、このアプローチの有用さを説明するための例として用いられる。
【００２２】
＜非熱的大気プラズマの物理モデル＞
拡散非熱的大気プラズマは、平行配置された２枚の平板電極の間で生成され、維持されることができる。それぞれの電極は任意に誘電層でコーティングされると共に、通常１ｋＶ以上の電圧と音声周波数を有する外部の正弦波電圧源に接続される。バックグラウンドガスは、例えば、２９３Ｋの室温で、僅かな窒素（最大１％）が混入させられた空中ヘリウムであり、生成された非熱的大気プラズマの力学は、良く知られているようにボルツマンの式で記述される。拡散非熱的大気プラズマに流体力学的な仮定を適用することができることが確立されている。（前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓら、及びＴｏｃｈｉｋｕｂｏらを参照。）これにより、ボルツマン方程式を、電子とイオンの連続方程式及び運動量輸送方程式に帰着することができ、従って微視的な詳細に煩わされることなく、プラズマ力学のマクロ的な記述を容易に行なうことができる。
【００２３】
一方、電子とイオンの力学は、２枚の平行電極間の空間の電場によって決定され、これには外部から加えられた励起電圧と空間電荷との２つの要素がある。電場はポアソンの方程式を解くことによって計算することができる。一次元では、ボルツマン方程式とポアソンの方程式は、以下のように共に密接に関係している。
【数１】
2006503404.tif 000003
ここで、ｎ＋とｎ−は、それぞれイオンと電子の密度であり、ｎｉは考慮されているｉ番目の中性粒子（ｎｅｕｔｒａｌ  ｓｐｅｃｉｅｓ）の密度である。Ｓ±とＳｉは、それぞれ荷電粒子と中性粒子のソースタームである。ＤとＷは拡散係数とドリフト速度であり、記号−と＋はそれぞれ電子とイオンを表し、ｉは物理モデルで考慮されているｉ番目の中性粒子を表している。Ｅは電場、｜ｅ｜は電子の電荷、ε０は誘電体の誘電率、ｒは電極の法線方向の空間的な位置を示す変数である。流体力学的な仮定によって、反応レート係数、イオン化係数、ドリフト速度、および拡散係数は、２つの電極間のイオン化ガスの中の電場の関数として近似することができる。従って、物理モデルは前掲のＭａｓｓｉｎｅｓらやＴｏｃｈｉｋｕｂｏらで用いられているものと同様となる。これらの係数の値は、関連する実験と、以下に詳細に議論されるいくつかのレート・コンパイルから得る。これらによって、数式１ａと数式１ｂを、電子やイオン種、準安定粒子の密度を得るために解くことができ、さらにこれによって数式１ｃを用いて電場の計算が可能となる。
【００２４】
イオン化ガスと誘電体で被覆された電極との間の境界条件は、慎重に取り扱う必要がある。このため、ソース抵抗Ｒｓと、それぞれ１つの誘電体コーティング層を表す２つの連続したキャパシタとを通じて、ガス中の電場をソース電圧（電源の出力電圧）に関連させるように、回路方程式が含まれる。上の方程式を解決するのに使用される数字のアルゴリズムは、本質的にはＰａｔａｎｋａｒのスキームに基づいており、打ち切り（ｄｉｓｃｒｅｔｉｚａｔｉｏｎ）には上流スキーム（ｕｐｗｉｎｄ  ｓｃｈｅｍｅ）を使用する。（Ｓ．Ｐａｔａｎｋａｒ著「Ｎｕｍｅｒｉｃａｌ  ｈｅａｔ  ｔｒａｎｓｆｅｒ  ａｎｄ  ｆｌｕｉｄ  ｆｌｏｗ」（Ｈｅｍｉｓｐｈｅｒｅ  ｐｕｂｌｉｓｈｉｎｇ  Ｃｏ，１９８０）参照。）
【００２５】
このモデルは８つの異なる種に関わる反応を考慮している。すなわち、（１）２つの基底状態の中性粒子であるＨｅ（ｌ１Ｓ）とＮ２（４０Ｓ）；（２）ヘリウムの２つの準安定粒子であるＨｅ（２３Ｓ）とＨｅ（２１Ｓ）；（３）電子；（４）基底状態の原子ヘリウムイオンＨｅ＋；（５）基底状態の分子ヘリウムイオンＨｅ２＋（２３ＳΣｕ＋）；（６）基底状態の分子窒素イオンＮ２＋である。以下の表１に示すように、このモデルは計１７回の反応を、それらの反応レートやリファレンスソースと共に考慮する。これら１７回の反応の生成物は、追加の２つの粒子、すなわち、励起した分子ヘリウム（Ｈｅ＊）と原子窒素（Ｎ）を含む。元の８つの粒子との追加された２つの粒子とのその後の反応は、このモデルでは考慮されない。このモデルが、報告された拡散非熱的大気プラズマの数学的研究においては考慮されていない、分子窒素イオンの生成を評価する能力があることは、注意する価値がある。（例えば前掲ＭａｓｓｉｎｅｓらやＴｏｃｈｉｋｕｂｏらを参照。）
【００２６】
表１はＨｅ−Ｎ２放電において考慮された反応と、それらのレート係数を示す。
【表１】
2006503404.tif 000004
表１に関するリファレンス
（１）Ｆ．Ｍａｓｓｉｎｅｓら（前掲）
（２）Ａ．Ｌ．Ｗａｒｄ著「Ｃａｌｃｕｌａｔｉｏｎｓ  ｏｆ  ｃａｔｈｏｄｅ−ｆａｌｌ  ｃｈａｒａｃｔｅｒｉｓｔｉｃｓ」（Ｊｏｕｒｎａｌ  ｏｆ  Ａｐｐｌｉｅｄ  Ｐｈｙｓｉｃｓ，ｖｏｌ．３３，ｐｐ．２７８９−２７９４，１９６４．）
（３）Ｊ．Ｄｕｔｔｏｎ著「Ａ  ｓｕｒｖｅｙ  ｏｆ  ｅｌｅｃｔｒｏｎ  ｓｗａｒｍ  ｄａｔａ」（Ｊ．Ｐｈｙｓ  Ｃｈｅｍ．Ｒｅｆ．Ｄａｔａ，ｖｏｌ．４，ｐｐ．５７７−８５６，１９７５．）
（４）Ｉ．Ｐｅｒｅｓ，Ｎ．Ｏｕａｄｏｕｄｉ，Ｌ．Ｃ．Ｐｉｔｃｈｆｏｒｄ，Ｊ．Ｐ．Ｂｏｅｕｆ著「Ａｎａｌｙｔｉｃａｌ  ｆｏｒｍｕｌａｔｉｏｎ  ｏｆ  ｉｏｎｉｚａｔｉｏｎ  ｓｏｕｒｃｅ  ｔｅｒｍ  ｆｏｒ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ  ｍｏｄｅｌｓ  ｉｎ  ａｒｇｏｎ，ｈｅｌｉｕｍ，ｎｉｔｒｏｇｅｎ，ａｎｄ  ｓｉｌａｎｅ」（Ｊ．Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．，ｖｏｌ．７２，ｐｐ．４５３３−４５３６，１９９２．）
（５）Ｒ．Ｂｅｎ  Ｇａｄｒｉ著「Ｎｕｍｅｒｉｃａｌ  ｓｉｍｕｌａｔｉｏｎ  ｏｆ  ａｎ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ａｎｄ  ｄｉｅｌｅｃｔｒｉｃ  ｂａｒｒｉｅｒ  ｃｏｎｔｒｏｌｌｅｄ  ｇｌｏｗ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ」（ＰｈＤ  ｔｈｅｓｉｓ，Ｕｎｉｖｅｒｓｉｔｙ  Ｐａｕｌ  Ｓａｂａｔｉｅｒ  ｏｆ  Ｔｏｕｌｏｕｓｅ，Ｆｒａｎｃｅ，１９９７．）
（６）Ｊ．Ｍ．Ｐｏｕｖｅｓｌｅ，Ａ．Ｂｏｕｃｈｏｕｌｅ，Ｊ．Ｓｔｅｖｅｆｅｌｔ著「Ｍｏｄｅｌｉｎｇ  ｏｆ  ｔｈｅ  ｃｈａｒｇｅ  ｔｒａｎｓｆｅｒ  ａｆｔｅｒｇｌｏｗ  ｅｘｃｉｔｅｄ  ｂｙ  ｉｎｔｅｎｓｅ  ｅｌｅｃｔｒｉｃａｌ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅｓ  ｉｎ  ｈｉｇｈ  ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｈｅｌｉｕｍ  ｎｉｔｒｏｇｅｎ  ｍｉｘｔｕｒｅｓ」（Ｊ．Ｃｈｅｍ．Ｐｈｙｓ．，ｖｏｌ．７７，ｐｐ．８１７−８２０，１９８２．）
（７）Ｒ．Ｄｅｌｏｃｈｅ，Ｐ．Ｍｏｎｃｈｉｃｏｕｒｔ，Ｍ．Ｃｈｅｒｅｔ，Ｆ．Ｌａｍｂｅｒｔ著「Ｈｉｇｈ−ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｈｅｌｉｕｍ  ａｆｔｅｒｇｌｏｗ  ａｔ  ｒｏｏｍ  ｔｅｍｐｅｒａｔｕｒｅ」（Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ａ，ｖｏｌ．１３，ｐｐ．１１４０−１１７６，１９７６．）
（８）Ａ．Ｃｅｎｉａｎ，Ａ．Ｃｈｅｒｎｕｋｈｏ，Ｖ．Ｂｏｒｏｄｉｎ著「Ｍｏｄｅｌｉｎｇ  ｏｆ  ｐｌａｓｍａ−ｃｈｅｍｉｃａｌ  ｒｅａｃｔｉｏｎｓ  ｉｎ  ｇａｓ  ｍｉｘｔｕｒｅ  ｏｆ  Ｃ０２  ｌａｓｅｒ」（Ｃｏｎｔｒｉｂｕｔｉｏｎ  ｔｏ  Ｐｌａｓｍａ  Ｐｈｙｓｉｃｓ，ｖｏｌ．３５，ｐｐ．２７３−２９６，１９９５．）
（９）Ｌ．Ｌ．Ａｌｖｅｓ，Ｇ．Ｇｏｕｓｓｅｔ，Ｃ．Ｍ，Ｆｅｒｒｅｉｒａ著「Ａ  ｃｏｌｌｉｓｉｏｎａｌ−ｒａｄｉａｔｉｖｅ  ｍｏｄｅｌ  ｆｏｒ  ｍｉｃｒｏｗａｖｅ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅｓ  ｉｎ  ｈｅｌｉｕｍ  ａｔ  ｌｏｗ  ａｎｄ  ｉｎｔｅｒｍｅｄｉａｔｅ  ｐｒｅｓｓｕｒｅｓ」（Ｊ．Ｐｈｙｓ．Ｄ：  Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．，ｖｏｌ．２５，ｐｐ．１７１３−１７３２，１９９２．）
（１０）Ｔ．Ｑｕｉｎｔｅｒｏｓ，Ｈ．Ｇａｏ，Ｄ．Ｒ．ＤｅＷｉｔｔ，Ｒ．Ｓｃｈｕｃｈ，Ｓ．Ｐａｊｅｋ，Ｓ．Ａｓｐ，Ｄ．Ｂｅｌｋｉｃ著「Ｒｅｃｏｍｂｉｎａｔｉｏｎ  ｏｆ  Ｄ＋  ａｎｄ  Ｈｅ＋  ｉｏｎｓ  ｗｉｔｈ  ｌｏｗ  ｅｎｅｒｇｙ  ｆｒｅｅ  ｅｌｅｃｔｒｏｎｓ」（Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ａ，ｖｏｌ．５１，ｐｐ．１３４０−１３４６，１９９５．）
（１１）Ｐ．Ｃ．Ｈｉｌｌ，Ｐ．Ｒ．Ｈｅｒｍａｎ著「Ｒｅａｃｔｉｏｎ  ｐｒｏｃｅｓｓｅｓ  ｉｎ  ａ  Ｈｅ２＋（２Πｕ  ａ２Σｇ＋）  ｆｌａｓｈ  ｌａｍｐ」（Ｐｈｙｓ．Ｒｅｖ．Ａ．，ｖｏｌ．４７，ｐｐ．４８３７−４８４４，１９９３．）
（１２）Ｉ．Ａ．Ｋｏｓｓｙｌ，Ａ．Ｙｕ  Ｋｏｓｔｉｎｓｋｙ，Ａ．Ａ．Ｍａｔｖｅｙｅｖ，Ｖ．Ｐ．Ｓｉｌａｋｏｖ著「Ｋｉｎｅｔｉｃ  ｓｃｈｅｍｅ  ｏｆ  ｔｈｅ  ｎｏｎ−ｅｑｕｉｌｉｂｒｉｕｍ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ  ｉｎ  ｎｉｔｒｏｇｅｎ−ｏｘｙｇｅｎ  ｍｉｘｔｕｒｅｓ」（Ｐｌａｓｍａ  Ｓｏｕｒｃｅ  Ｓｃｉｅｎｃｅ  ａｎｄ  Ｔｅｃｈ，ｖｏｌ．１，ｐｐ．２０７−２２０，１９９２．）
（１３）Ｔｏｃｈｉｋｕｂｏら（前掲）
【００２７】
ヘリウムのイオン化係数はＷａｒｄの公式（前掲Ａ．Ｌ．Ｗａｒｄ参照）かＤｕｔｔｏｎ（前掲）の実験データのまとめを用いて推定することができる。どちらもＭａｓｓｉｎｅｓら（前掲）が用いたものとよく一致し、特に換算電場が大きい場合（＞５０Ｔｄ）によく一致する。我々のモデルはＷａｒｄの公式を用いている。一方、分光器の測定値から、大気中のヘリウムの中の放電力学が、不純物、特に窒素の存在によって非常に強く影響を受けることが知られている。拡散非熱的大気ヘリウム放電においては、窒素不純物の存在は無視されるか、又はイオン化係数をアルゴンのもので近似して考慮されていた。アルゴンは窒素よりも大きいイオン化係数を有するので、アルゴンのイオン化係数を使った近似は窒素不純のイオン化を過大に評価してしまう。このため我々は、アルゴンやヘリウム、および窒素の放電に係るイオン化ソースタームを解析的に定式化するのが可能であることに注目した。（前掲Ｐｅｒｅｓ参照。）そこで、同じ条件下で、
【数２】
2006503404.tif 000005
αはＴｏｗｎｓｅｎｄの第１イオン化係数であり、符号ＡとＢはそれぞれイオン種ＡとＢを示す。イオン種Ａがアルゴンでイオン種Ｂがヘリウムとすれば、Ｗｏｒｄの公式から計算したヘリウムのイオン化係数と上の式を用いて、アルゴンのイオン化係数を予測できる。図１に（＋）と符号１で示すように、この方式により計算されたアルゴンのイオン化係数は、ボルツマン法（前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓら参照）により計算されたもの（マル（ｏ）と符号２で示されている）と非常に良く一致している。
【００２８】
従って、数式２はリファレンスとなるガスの既知のイオン化係数から他のガスのイオン化係数を推定する、簡便にして信頼できる方法を提供する。同様に、イオン種Ａが窒素でＢがヘリウムとすれば、窒素のイオン化係数も求めることができ、これは図１に換算電場の関数として実線３で示されている。このようにして計算されたイオン化係数は我々のモデルにおいて窒素（表１の反応＃２）に用いられる。  励起係数については、我々はＢｅｎ  Ｇａｄｒｉ（前掲）の方法を用いた。同様に、我々のモデルは拡散係数やドリフト速度についてもＢｅｎ  Ｇａｄｒｉ（前掲）と同じデータを用いた。
【００２９】
大気中の拡散非熱的ガスプラズマの成長と特性を正確に正しく予測するために提示されたモデルの有用さを示す例として、以下にシミュレーションが提示される。
【００３０】
この例で我々は、共に半径２ｃｍの２枚の電極が０．５ｃｍの固定ギャップで互いに離間されているシステムを考える。２つの平行平板電極における誘電コーティングの全静電容量は７０ｐＦ、外部回路のソース抵抗は５０Ωである。この参考例で、我々は、１０ｋＨｚでピーク電圧１．５ｋＶの正弦波電圧ソースを考える。電源がプラズマリグに切り換えられる前に、２つの電極が９５０Ｖでチャージされるので、初期のガス電圧は９５０Ｖである。特に断らない場合、バックグラウンドガスは９９．５％のヘリウムと０．５％の窒素である。ブレークダウン電圧はＭａｓｓｉｎｅｓら（前掲）が選んだものと同様に、１．１ｋＶであるとした。
【００３１】
二次電子放出係数は電極に関する表面条件に依存し、そしてそのため、殆どのケースに適用しうる信頼性のある係数を選ぶことは不可能である。数字の上で０．０１−０．２の範囲で異なる二次放射係数は、放電電流のピーク値に影響する。ここで考える数学的研究の場合、我々は私たちは原子ヘリウムイオンのための０．２、分子ヘリウムイオンのための０．１、および窒素イオンのための０．０１を選ぶこととする。（Ａ．ｖｏｎ  Ｅｎｇｅｌ著「“Ｉｏｎｉｚｅｄ  Ｇａｓｅｓ”第三章」（Ａｍｅｒｉｃａｎ  Ｉｎｓｔｉｔｕｔｅ  ｏｆ  Ｐｈｙｓｉｃｓによる復刻版，１９９４）参照。）
【００３２】
我々の数学モデルは、拡散非熱的大気プラズマは、その電圧と電流が印加電圧信号の少なくとも１０サイクルの間持続し繰り返される場合に発生すると仮定する。熱的プラズマとストリーマ優位の非熱的大気プラズマの両方とも、ミクロ電流パルスが１０ナノ秒かそれ以下の時間現れる傾向があることに注意し、また放電電流のパルス幅は拡散大気プラズマの別の指標となる。
【００３３】
図２は印加電圧４，ガス電圧５，放電電流６を時間の関数としてプロットしたものである。図２には表示されていないが、数学的研究の結果は、放電電流６が実際には印加電圧４の何十回ものサイクルを通じて同じであることを確かめており、従って放電プラズマは長時間に渡って安定的且つ周期的である。電圧−電流特性は、印加電圧の半周期毎に放電が１回という典型的なパターンと共に、比較実験やその数値シミュレーション（前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓら）と非常に良く一致する。ガス電圧５と放電電流６のいずれも前掲のＭａｓｓｉｎｅｓらやＴｏｃｈｉｋｕｂｏらが観察したものと非常に似た波形を示している。
【００３４】
図２において放電電流６のピークは５２−５８ｍＡであり、Ｍａｓｓｉｎｅｓらが計算した９０ｍＡより低い。図１に見られるように、これは窒素のイオン化係数を近似するためにＭａｓｓｉｎｅｓらがより大きなアルゴンのイオン化係数を用いたことによるのかもしれない。興味深いことには、７．２ｍＡ／ｃｍ２（＝９０ｍＡ／π２２）というピーク電流密度は、誘電体でコーティングされた電極とｋＨｚオーダーの周波数で生成した拡散大気ヘリウム放電において報告されたものの中では最も大きい。テネシー大学で行なわれた非常に似た一連の実験では、観察されたピーク電流はせいぜい１ｍＡ／ｃｍ２であった。（Ｊ．Ｒ．Ｒｏｔｈ著「Ｉｎｄｕｓｔｒｉａｌ  ｐｌａｓｍａ  ｅｎｇｉｎｅｅｒｉｎｇ」（Ｃｈａｐｔｅｒ  １２，ｖｏｌ．１，ＩｏＰ  ｐｕｂｌｉｓｈｉｎｇ，Ｂｒｉｓｔｏｌ，１９９５．））似たようなピーク電流密度が日本の上智大学のＯｋａｚａｋｉのグループによって観察されている。これは３ｋＨｚのプラズマ励起において０．４ｍＡ／ｃｍ２（＝１１．２５ｍＡ／π３２）であった。（Ｔ．Ｙｏｋｏｙａｍａ，Ｍ．Ｋｏｇｏｍａ，Ｔ．Ｍｏｒｉｗａｋｉ，ａｎｄ  Ｓ．Ｏｋａｚａｋｉ著「Ｔｈｅ  ｍｅｃｈａｎｉｓｍ  ｏｆ  ｔｈｅ  ｓｔｅｒｉｌｉｓａｔｉｏｎ  ｏｆ  ｇｌｏｗ  ｐｌａｓｍａｓ  ａｔ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｒｅｓｓｕｒｅ」（Ｊ．Ｐｈｙｓ．Ｄ：  Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．，ｖｏｌ．２３，ｐｐ．１１２５−１１２８，１９９０））。一方、他の日本のグループは、１００ｋＨｚ電源で１．８ｍＡ／ｃｍ２を観測している。より最近にミネソタ大学で行われたヘリウム放電実験では、駆動電圧１５ｋＨｚで０．５ｍＡ／ｃｍ２のピーク電流密度が記録されている。（Ｌ．Ｍａｎｇｏｌｉｎｉ，Ｋ．Ｏｒｌｏｖ，Ｕ．Ｋｏｒｔｓｈａｇｅｎ，Ｈ．Ｈｅｂｅｒｌｅｉｎ，ａｎｄ  Ｕ．Ｋｏｇｅｌｓｃｈａｔｚ著「Ｒａｄｉａｌ  ｓｔｒｕｃｔｕｒｅ  ｏｆ  ｌｏｗ−ｆｒｅｑｕｅｎｃｙ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ−ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｇｌｏｗ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ  ｉｎ  ｈｅｌｉｕｍ」（Ａｐｐｌ．Ｐｈｙｓ．Ｌｅｔｔ．，ｖｏｌ．８０，ｐｐ．１７２２−１７２４，２００２））我々が計算した電流密度は４．４ｍＡ／ｃｍ２（＝５５ｍＡ／π２２）であり、これらの実験結果の範囲内に収まっている。これは我々のモデルの電流予測性が良いことを示している。
【００３５】
我々のモデルから見積もられたプラズマ電力消費は２９８ｍＷ／ｃｍ３であった。これは前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓらの測定である３００ｍＷ／ｃｍ３とほぼ一致し、Ｃｈｅｎらの測定である２７７ｍＷ／ｃｍ３ともほぼ一致する。（Ｚ．Ｃｈｅｎ，Ｊ．Ｅ．Ｍｏｒｒｉｓｏｎ，Ｒ．Ｂｅｎ  Ｇａｄｒｉ，ａｎｄ  Ｊ．Ｒ．Ｒｏｔｈ著「Ａ  ｌｏｗ−ｆｒｅｑｕｅｎｃｙ  ｉｍｐｅｄａｎｃｅ  ｍａｔｃｈｉｎｇ  ｃｉｒｃｕｉｔ  ｆｏｒ  ａ  ｏｎｅ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｕｎｉｆｏｒｍ  ｇｌｏｗ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ  ｐｌａｓｍａ  ｒｅａｃｔｏｒ」（ｐａｐｅｒ  ６Ｐ６３，ｐｒｅｓｅｎｔｅｄ  ａｔ  ｔｈｅ  ２５ｔｈ  ＩＥＥＥ  Ｉｎｔｅｒｎａｔｉｏｎａｌ  Ｃｏｎｆｅｒｅｎｃｅ  ｏｎ  Ｐｌａｓｍａ  Ｓｃｉｅｎｃｅ，Ｒａｌｅｉｇｈ，ＵＳＡ，Ｊｕｎｅ  １９９８））
【００３６】
また我々は、２枚の電極の間以外の空間の電子密度とイオン密度も計算した。電子密度の時間的空間的変化は前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓらの計算と同様である。電子密度の急激な上昇が２５０μｓ付近で起こるが、これはその半サイクル（２５０−３００μｓ）におけるガスのイオン化（又は放電）の結果である。そして、その半サイクルの残りの期間持続する比較的チャージされていない電子密度ピークは、電子生成が不活発な状態であることを示唆している。我々のモデルで予測されたピーク電子密度は０．９５ｘ１０１０ｃｍ−３であり、前掲Ｔｏｃｈｉｋｕｂｏらの２ｘ１０１０ｃｍ−３とあまり異なってはいないが、前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓらの３０ｘ１０１０ｃｍ−３よりはかなり低い。前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓらに報告された大きな電子密度は、やはり、彼らが窒素のイオン化係数を過大に見積もったためであろう。（図１参照。）
【００３７】
拡散大気ヘリウムプラズマにおいては、我々が計算した電子密度と比較できる、電子密度を直接測定したデータは殆ど存在しない。しかしながら、直接的ではないものの、前掲Ｒｏｔｈが提案したイオントラッピングの方法は、平均電子密度を推定するのに使えるかもしれない。これは以下の式で表される。
【数３】
2006503404.tif 000006
ここでｎｅは平均電子密度、ｍは電子質量、ｅは電子の電荷、ｖｃはヘリウム中の電子衝突度数、Ｐａｖはプラズマ中で消費される平均電力、Ｅ０はプラズマ中のピーク電場である。Ｐａｖ＝３００ｍＷ／ｃｍ３，Ｅ０＝３ｋＶ／ｃｍ，ｖｃ＝１．８ｘ１０１２Ｈｚ（前掲Ｒｏｔｈ参照）とすると、数式３は４．３ｘ１０８ｃｍ−３を得る。計算された平均電子密度よりもピーク電子密度が凡そ１０−５０倍大きいことから、上記の計算はピーク電子密度が４ｘ１０９ｃｍ−３から２ｘ１０１０ｃｍ−３の間であることを示唆している。これにより、我々が計算したピーク電子密度は妥当なものに見える。これは、微細ホローカソード放電（ｍｉｃｒｏ−ｈｏｌｌｏｗ  ｃａｔｈｏｄｅ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅ）中の電子密度の測定に用いられる電子密度方程式  Ｊ＝ｅｎｅμＥ（μは電子移動度）による電子密度推定によっても確認される。（Ｒ．Ｈ．Ｓｔａｒｋ，Ｋ．Ｈ．Ｓｃｈｏｅｎｂａｃｈ著「Ｄｉｒｅｃｔ  ｃｕｒｒｅｎｔ  ｈｉｇｈ−ｐｒｅｓｓｕｒｅ  ｇｌｏｗ  ｄｉｓｃｈａｒｇｅｓ」（Ｊｏｕｒｎａｌ  ｏｆ  Ａｐｐｌｉｅｄ  Ｐｈｙｓｉｃｓ，ｖｏｌ．８５，ｐｐ２０７５−２０８０，１９９９）参照。）
【００３８】
おおよそ、我々のシミュレーションによる電圧−電子特性やピーク放電電流密度、プラズマ電力密度、電子密度は、拡散大気ヘリウム放電に関する比較可能な他の実験及び数学的データと好ましい比較結果を与える。拡散大気プラズマに関して多次元効果等の他の特徴をも考慮する多くの視野があるものの、上に説明された我々のプラズマモデルは、プラズマの主要な性質を正確に捉えることができる。そしてそのため、これをプラズマ・パルシングの有用性を調べるために用いることができるだろう。
【００３９】
エネルギー削減効果を実現する本発明思想の基礎は、図２に示される電圧−電流特性から最も良く理解することができる（前掲Ｍａｓｓｉｎｅｓら）。これを見ると、その２００μｓから２５０μｓまでの半周期において、放電電流６の大きさは、ピークの後の期間２０７μｓ−２４５μｓにおいて非常に小さい。一方、その期間印加電圧４は非常に大きい。これは次のことを示唆している。即ち、この放電電流パルスが発生する時点と、同じ半周期の中で印加電圧４の極性が反転する点（これは２５０μｓ付近で起こる）との間で、印加電圧４はプラズマ生成に寄与する必要がなく、しかしおそらく逆に電子を熱するのだろう。電子から重い粒子へのエネルギー転送を通じ、この望ましくない電子への加熱はガス温度を上げるだろう。従って、印加電圧４をこの電子生成が「不活発」な期間に下げることで、ガス温度は低くなり、同じく重要なことには、入力電力を小さくすることができる。
【００４０】
＜好適な実施形態の説明＞
我々はこれから、本発明の好適な実施形態を４つの実施例を用いて説明する。第１の例は基本的にピークが平らにされた正弦波の波形を備えている。第２の例は、尾部がトリミングされた正弦波を用い、第３の例は尾部を適切な形に整えた正弦波を用いている。第４の例では、放電電流の結果に応答して印加電圧の波形を適切に形作るために、制御システムをどのように用いうるかを説明する。
【００４１】
＜実施例１・・・ピークが平らにされた正弦波＞
我々はまず、図４ａに示されるような、基本的に正弦波から作られ、そのピーク（正も負も）が平らにされて平らな頂部を持つような、簡単なパルス励起電圧波形を考える。図４ａの電圧波形は電子的に簡単に得ることができ、従って現実的な選択肢である。図３を参照すると、ピークが平らにされた波形Ｖ（ｔ）の一般的な式は以下のようになる。
【数Ａ】
2006503404.tif 000007
また、ｒｅｍ（２πｆｔ，２π）は、割り算（２πｆｔ）／２πの余りを示す。
【００４２】
図４を参照すると、元の正弦波電圧Ｖｓの強度は１．５ｋＶで固定されているが、ピークが平らにされた電圧Ｖｐ（符号７）の強度は０．４ｋＶから１．５ｋＶまで変化する。励起電圧の繰り替えし周波数は１０ｋＨｚのままである。
【００４３】
図４ｂは、Ｖｐ＝１．２ｋＶで作られた拡散非熱的大気ガス放電の電圧と電流の特性を示したものである。放電電流８は、印加電圧７の何十回ものサイクルの間、反復的かつ安定的に持続する。従って、ここで考慮されている条件の元では、プラズマ生成電圧７のパルシングは拡散非熱的大気プラズマの確立に大きな影響を与えているようには見えない。より明確には、放電電流８の波形は正弦波励起によるものからあまり変化しておらず、ピーク電流もやはり約５５ｍＡと図２に示した正弦波の場合と非常に似通っている。
【００４４】
基本的な電圧−電流特性は、Ｖｐが７５０Ｖ以下になるまであまり変化せず、それ以下ではプラズマの生成が維持できなくなり、ついには消失する。これは図５に図示されており、ダイヤモンド（符号９）で示される規格化された電子密度と、マル（符号１０）で示される規格化されたプラズマ電力密度が、規格化された印加電圧（Ｖｐ／Ｖｓ）に対してプロットされている。この図及び図６と７における電子密度とプラズマ電力密度の規格化は、図２に図示された正弦波励起の場合の電子密度とプラズマ電力密度によって行なわれる。
【００４５】
線１１と１２は、それぞれ電子密度データ９とプラズマ電力密度データ１０をなぞって手で描かれたものである。ここで明らかなことは、（Ｖｐ／Ｖｓ）＞０．５の時に、プラズマ電力が最大４０％も小さくなっているのにも関わらず、プラズマ・パルシングが電子密度に大きな影響を与えていないことである。数値シミュレーションがさらに示唆することは、（Ｖｐ／Ｖｓ）＞０．５において、イオン密度も殆ど影響を受けないままであることである。電子とイオンの密度がほぼ同じであり、放電電流とガス電圧が比較的小さな変化しか受けないことから、基本的なプラズマ特性はあまり変化しないままであると言える。言葉を換えれば、図４の電圧パルシングが、電子又は／及びプラズマ活性のアプリケーションに不都合な影響を与えることはなさそうだが、かなりの節電が可能であると言える。
【００４６】
節電量は添加する窒素の量に依存していることが発見された。添加窒素が非常に少ない場合（＜０．０１％）、図６に示すように電力削減効果は５０％以上であると数値研究の結果は示唆している。繰り返すが、このような特筆すべき節電効果は電子やイオンの生成に影響を及ぼさずに達成される。また、節電効果は励起中性粒子の生成を犠牲にしているためではないことも発見された。図７において、添加窒素が０．５％の場合の規格化されたＨｅ（２３Ｓ）密度（符号１３）が、（Ｖｐ／Ｖｓ）比の関数として示されている。準安定粒子密度１３のトレンドが、電子密度１４のトレンドをよく追っていることが分かる。従って、もしプラズマ電力の低減によっても電子密度１４が正弦励起（パルシングなし）の時とおおよそ同じのままであれば、準安定粒子の密度１３もやはり正弦励起の場合の値とほぼ同じレベルに留まるだろう。
【００４７】
電子と準安定粒子との間の密度の追尾は、拡散大気ガス放電における励起中性粒子の生成に影響を与える、電子が担う重要な役目を示唆している。中性粒子を励起させ、化学的な反応種を作るために必要なエネルギーは、通常電子の運動エネルギーによって供給されることが知られている。他にもその密度が電子密度に直接比例する反応種がある。例えば、酸素−ヘリウム混合物における拡散非熱的大気放電中の多くの酸素核種（原子酸素、一重項Σ準安定酸素、一重項Δ準安定酸素）は、ＰｍＲＦに比例することが知られている。ここでｍ＝０．８−１．９、ＰＲＦはプラズマ生成のための入力ＲＦパワーである。（Ｊ．Ｙ．Ｊｅｏｎｇ，Ｊ．Ｐａｒｋ，Ｉ．Ｈｅｎｉｎｓ，Ｓ．Ｅ．Ｂａｂａｙａｎ，Ｖ．Ｊ．Ｔｕ，Ｇ．Ｓ．Ｓｅｌｗｙｎ，Ｇ．Ｄｉｎｇ，ａｎｄ  Ｒ．Ｆ．Ｈｉｃｋｓ，著「Ｒｅａｃｔｉｏｎ  ｃｈｅｍｉｓｔｒｙ  ｉｎ  ｔｈｅ  ａｆｔｅｒｇｌｏｗ  ｏｆ  ａｎ  ｏｘｙｇｅｎ−ｈｅｌｉｕｍ  ａｔｍｏｓｐｈｅｒｉｃ  ｐｌａｓｍａ」（Ｊ：  Ｐｈｙｓ．Ｃｈｅｍ．，ｖｏｌ．１０４，ｐｐ．８０２７−８０３２，２０００）参照。）数式３によれば、酸素密度もまた電子密度に比例する。
【００４８】
従って、図２の正弦波の場合の電子密度と図４のパルスの場合が非常に似ていることは、これら２つの場合における大抵の反応種の密度も同様であり、それらの化学的な反応性も同様であろうと考えることのよい根拠と言えるだろう。従って、少なくともいくつかの反応種を電圧パルシングによって電気的に効率よく生成することが可能であり、このことは反応種に応答するアプリケーションにとって有用であろう。しかしながら、一般的には電子密度と全ての反応種との間には直接の相関が無いことに注意することは重要である。その密度が電子密度に反比例しているかもしれない反応種もあり、例えば、前掲Ｊｅｏｎｇらが言及した酸素−ヘリウムプラズマ中のオゾンがある。そこで、個々の拡散非熱的大気プラズマにおいて、電子生成の持続性から導き出す提案された反応種生成の持続性は慎重に評価される必要がある。我々の観察では、拡散非熱的大気プラズマにおいて、いくつかの反応種について、電力を削減しつつ密度を維持することが可能であった。
【００４９】
＜実施例２・・・尾部がトリミングされた波形＞
本発明の利点を得ることができる他の実施例は、尾部がトリミングされた波形と言い表されることができる。図８を参照しつつ、この波形は次のような式で記述することができる。
【数Ｂ】
2006503404.tif 000008
なお、ｃｅｉｌ（２ｆｔ）は（２ｆｔ）を無限大方向の最も近い整数に丸め込む。
【００５０】
図９ａを参照すると、プラズマ生成におけるエネルギー効率をさらに高めるため、印加電圧の尾部を小さくする段階（２５μｓから５０μｓ）は、トリミングされることができる。この波形から生成された大気プラズマの電圧−電流特性は図９ｂに示されている。ここで符号１５は印加電圧であり、１６はガス電圧、１７は放電電流である。ここで明らかなことは、適度の電圧トリミングは、放電電流１７が異なる半周期においては異なるピーク値を持つものの、誘導される非熱的大気プラズマの生成や特性に大きな影響を及ぼさないことである。数学的研究が示すところでは、さらなる電力節約が可能ではあるが、かなり限られており、電子密度の減少を許容しないのであれば通常数パーセントからせいぜい１０パーセントである。
【００５１】
ここまでにおいて、我々は、基本的なプラズマ特性に影響を与えることなく、印加電圧の波形を変形することによって、拡散非熱的大気プラズマの生成をより効率的にすることができることを確立した。
【００５２】
＜実施例３・・・尾部を整形した波形＞
この例において、我々はパルス幅がどのようにプラズマ生成に影響するのかを検討する。この例において我々は、電圧が上昇する段階においては正弦波信号であり、電圧が下降する段階ではボルツマン減衰となるような、ある特定のパルス状の電圧信号を考える。それぞれのサイクルは数学的に次のように表現することができる。
【数４】
2006503404.tif 000009
ここでＶ０は正弦波信号のピーク電圧であり、Ｖｐはガウシアン減衰信号のピーク電圧であり、Ｔはガウシアン信号のパルス幅、ω＝２π／Ｔは周期Ｔの印加電圧の角周波数、  ｔ０は正弦波とガウシアン信号とが接続される時点である。Ｔ０とｔ０は以下のように定義される。
【数５】
2006503404.tif 000010
図２の正弦波の場合と比べるため、我々はＶ０＝１．５ｋＶ、Ｖｐ＝１．４ｋＶ、およびτ＝Ｔ／８とした。印加電圧１８の波形は図１０ａに示され、また生成された大気プラズマの電圧と電流信号は図１０ｂに示される。ここで１９は印加電圧、２０はガス電圧、２１は放電電流である。半周期毎に１つという放電のパターンはそのままであり、これが何十サイクルの間も繰り返されることは明らかである。一方、ガス電圧は図２の正弦波の場合とは著しく異なる。特にこれは、各半周期において放電イベントを引き起こすメインのピークに先行して、大きな盛り上がり部（こぶ）を持つ。さらに、放電電流がピークとなる放電イベントの後も、ガス電圧は正弦波の場合のように、すぐには０にならない。
【００５３】
放電電流２１は３０−４５ｍＡの間であり、正弦波の場合に計算された５５ｍＡよりも著しく低い。興味深いことに、放電電流２１のパルス幅は正弦波の場合（図２）よりもかなり広く、特に正電圧の半周期の場合にそうである。図１０の場合は、プラズマで消費される電力密度は０．３２Ｗ／ｃｍ３と、正弦波の場合よりも７％多い。研究された他の数値例は、別のパルシング条件の下で、図１０ａのパルス電圧によって励起された拡散大気ヘリウムプラズマは、正弦波励起の場合と同程度の電力を消費することを示していた。従って、パルス幅を短くするのは絶対値ベースではエネルギー節減を達成するのにおいて有効でないかもしれないが、以下に議論するように、与えられた電子や準安定粒子のエネルギー節減を達成することについて利点を有する。電圧−電流の特性から、これは放電電流とガス電圧の両方における、より広いパルス幅のためでありそうである。他方では、達成可能な電子密度ははるかに高くなりうる。図１０ｂに示す場合において、ピーク電子密度は１．７４×１０１０ｃｍ−３であり、正弦波の場合０．９５×１０１０ｃｍ−３よりも８３％大きい。半周期の間の電子密度の空間変化は、上に示された正弦波形から作られたものと同様の分布を示すが、電圧極性が反転する点の近傍では明確な違いがある。電子のパルス生成の明確な証拠がある。さらなる数値計算の結果は、図１０ａにおける印加電圧のパルス幅を変えることで、電子や準安定粒子の密度は正弦波励起の場合よりも遙かに大きくなることを示している。不適当な形に波形を整形された印加電圧は電子や準安定粒子の密度を減少させうるが、上記の議論は、パルス幅の制御を通じて、決められたプラズマ電力消費量の下で、電子や準安定粒子の生成能力を増すことができることを示している。このことをよりはっきり見るために、我々は電子密度とプラズマ電力密度との比（与えられた入力電圧から生成されうる電子の数）を計算した。これは、この例においては５．４×１０１０／Ｗであり、上述の正弦波波形の場合の３．２×１０１０／Ｗよりも６８％の改善だった。この比較から、印加電圧を律動的に送ることは、拡散非熱的大気プラズマの生成のために電気的にさらに効率的といえる。
【００５４】
＜実施例４・・・コントロールされた波形＞
ガスプラズマの生成における最適なエネルギー節減は、制御システムの使用によって得られるのは明白である。制御システムとは例えばフィードバック制御システムであり、これは印加電圧の波形が制御システムによって御され、制御システムは放電電流を入力変数として使用するものである。このため、入力エネルギーを最も効率的な使用のために、電圧信号はプラズマ放電に続いて減衰させられることができる。このような制御システムの使用はさらに、（電極や誘電体被膜の特性変化やガス組成の変化のような、）システム構成の様々な時間変化を考慮に入れることができ、これは（本明細書及び図面から明らかにされるように）、繰返し頻度が変化したり、ピーク形状や振幅をサイクル毎に変化したりする波形を導き出すことができる。
【００５５】
＜重要なシステム変数のパラメータ範囲＞
電極サイズ：
通常５０ｃｍ２から１００ｃｍ２の円形又は方形。電極領域を異なるセクションに分割し、電力供給源に並列に接続して、スケールアップすることも可能。大きな電極でプラズマの安定性を制御するためには、個々の並列回路部に、個別評価された抵抗群やインピーダンスネットワークを用いることが有効かもしれない。一方、５０ｃｍ２より小さな電極ではプラズマ安定性は容易に達成できる。
【００５６】
電極の間隙：
通常およそ１ｃｍ。電極間隙が小さいとプラズマ安定性の制御が容易となる。電極間隙が大きいと非熱的プラズマの生成が不安定になりがちだが、特に電極面積が広くパルス電力を用いる場合は、数１０ｃｍまで大きくすることもまず可能である。
【００５７】
誘電体被膜のキャパシタンス：
少なくとも１つの電極が誘電体被膜を有する場合、そのキャパシタンスは電極のサイズに依存し、従って誘電体のサイズに依存する。通常、表面積１０ｃｍ２について１つの誘電体被膜のキャパシタンスは１０ｐＦから１００ｐＦの間である。誘電体被膜がされている表面積が増加すれば、それに比例してキャパシタンスも増加する。また、一方の電極のみを被覆しても両方の電極を被覆してもどちらも等しく許容できるが、後者は被膜のキャパシタンスが半減するだろう。
【００５８】
ピーク電圧：
これは、繰返し周波数や電極間隙、ガス組成に依存する。繰返し周波数１０ｋＨｚで電極間隙０．５ｃｍにおいて、ピーク電圧は１．０ｋＶ以上でなければならないが、ヘリウムや微量の窒素又は／及び酸素（通常１％以下）を添加したヘリウム混合体においては、普通は２ｋＶ以下である。これは、電極間隙が大きいときは大きくする必要がある。一方繰返し周波数が大きいときは、ピーク電圧は小さくする必要がある。例えばヘリウム・電極間隙０．５ｃｍにおいて、繰返し周波数が１０から２０ＭＨｚの間の場合は、ピーク電圧を５００Ｖ程度まで下げる必要がある。
【００５９】
ガス組成：
我々の数学的研究は、ヘリウム−窒素混合体について行なわれた。アプリケーションにおいては、ヘリウム−酸素はより有用であり、アルゴンがヘリウムより安いことからアルゴン−酸素はさらに良い。実際に最も便利なガスは空気である。（しかしシミュレートするのは非常に困難である。）代わりに、希ガスに微量の反応ガスを混合したものを用いることができる。（例えば、限定するわけではないが、酸素を用いることができる。）
【００６０】
ガウシアン減衰関数におけるｔ０：
ｔ０は実施例３の数式４と５から得られる。通常印加電圧の繰返し期間の５％から１５％の間である。
【００６１】
＜まとめ＞
大気圧で生成される拡散非熱的ガス放電は、エッチングやデポジション、高分子の表面改質等、多くの重要な材料加工分野において応用されることが多くなっている。各々の事情に合わせて改良されたこれら新しいガスプラズマのアプリケーションをより便利とするため、我々はヘリウム−窒素放電の一次元数値シミュレーションに基づいた、これらのパルス生成について考察した。我々はプラズマ生成電圧の４つの波形を考察した。すなわち、（１）正弦波様；（２）ピークが平らにされた正弦波様；（３）ピークが平らにされ尾部がトリミングされた正弦波；（４）ガウシアンで整形された尾部を持つパルス的なもの、である。全て同じ繰返し周波数１０ｋＨｚであった。各ケースにおいて、電圧と電流の特性が計算され、生成されたプラズマが拡散的で非熱的であるか否かが調べられた。また電子、イオン、また準安定粒子の密度が、プラズマ体積中で消費された電力と共に計算された。プラズマ・パルシングが拡散非熱的大気プラズマを維持するために必要な電力を著しく減少させることが発見された。特に、適切なパルス波形を選ぶことによって、プラズマを維持するための電力は、電子やイオン、準安定粒子の密度を減らすことなく５０％以上も削減することができる。一方、パルス幅を適当に狭くすれば、同じ入力電力で電子密度を６８％も高めることができる。
【００６２】
＜発明の範囲＞
発明は特許請求の範囲で定義される。特許請求の範囲において、「波形」の語は、ある期間中の瞬間的な部分以上の間に渡ってゼロ値を有し、またより一般的にはパルス列（ｐｕｌｓｅ  ｔｒａｉｎｓ）と呼ばれる周期的な信号を含むものと理解されねばならない。
【００６３】
特許請求の範囲における「頂部が切り取られた」の語は、振幅の最大及び／又は最小電圧に限界を設けることを含むものとして捉えられる。このように限界を設けることは、通常、波形の最大（最小）値において実質的に平坦な輪郭を導くこととなる。又は／及び、この語は、パルス幅を狭くすることを含むものとして捉えられる。
【００６４】
特許請求の範囲において、数式Ｅ１は次の式で表される。
【数Ｅ１】
2006503404.tif 000011
また、ｒｅｍ（２πｆｔ，２π）は、割り算（２πｆｔ）／２πの余りを示す。
さらに数式Ｅ２は次の式で表される。
【数Ｅ２】
2006503404.tif 000012
なお、ｃｅｉｌ（２ｆｔ）は（２ｆｔ）を無限大方向の最も近い整数に丸め込む。
さらに数式Ｅ３は次の式で表される。
【数Ｅ３】
2006503404.tif 000013
数式Ｅ１，Ｅ２，Ｅ３のいずれにおいても、パラメータは本明細書で説明されたように解釈される。
【図面の簡単な説明】
【００６５】
【図１】ボルツマン法により計算されたアルゴンの還元イオン化係数（ｏ）と、ソースターム評価（ｓｏｕｒｃｅ  ｔｅｒｍ  ｔｅｃｈｎｉｑｕｅ）により計算されたアルゴンの還元イオン化係数（＋）と、ソースターム評価により計算された窒素の還元イオン化係数（実線）を示すグラフ。
【図２】正弦波励起におけるヘリウム−窒素放電の典型的な電圧−電流特性を示すグラフ。実線はガス電圧を、太い波線は放電電流を、点線は印加電圧を示す。
【図３】ピークが平らにされた波形を一般的に示すグラフ。
【図４】（ａ）は、正弦電圧（波線）により生成されたパルス励起電圧（実線）を示すグラフ。パルス励起電圧は１０ｋＨｚの繰り返し周波数であり、ピークが平らにされている。（ｂ）は、ピークが平らにされた励起電圧（点線）、ガス電圧（実線）及び放電電流（太波線）のそれぞれの時間依存性を示すグラフ。
【図５】混入窒素０．５％において、規格化されたプラズマ電力密度（ｏ）と規格化された電子密度（ダイヤ）を印加電圧の換算振幅の関数として示すグラフ。
【図６】混入窒素がない場合において、規格化されたプラズマ電力密度（ｏ）と規格化された電子密度（ダイヤ）を印加電圧の換算振幅の関数として示すグラフ。
【図７】混入窒素０．５％において、規格化された電子密度（ｏ）と規格化された準安定粒子の密度を印加電圧の換算振幅の関数として示すグラフ。
【図８】尾部がトリミングされた波形を一般化して示したグラフ。
【図９】（ａ）は、ピークが平らにされた繰返し周波数１０ｋＨｚの励起電圧（点線）と、その尾部がトリミングされたもの（実線）を示すグラフ。（ｂ）は、ピークが平らにされると共に尾部がトリミングされた励起電圧（点線）と、ガス電圧（実線）、放電電流（太波線）の時間依存性を示すグラフ。
【図１０】（ａ）は、繰返し周波数１０ｋＨｚの正弦波励起電圧（点線）と、その尾部をガウシアン減衰（Ｇａｕｓｓｉａｎ  ｄｅｃａｙ）によってトリミングしたもの（実線）を示すグラフ。（ｂ）は、励起電圧（点線）、ガス電圧（実線）、放電電流（太波線）の時間依存性を示すグラフ。
【図１】
2006503404.tif 000014
【図２】
2006503404.tif 000015
【図３】
2006503404.tif 000016
【図４】
2006503404.tif 000017
【図５】
2006503404.tif 000018
【図６】
2006503404.tif 000019
【図７】
2006503404.tif 000020
【図８】
2006503404.tif 000021
【図９】
2006503404.tif 000022
【図１０】
2006503404.tif 000023
【手続補正書】
【提出日】平成16年9月7日(2004.9.7)
【手続補正１】
【補正対象書類名】特許請求の範囲
【補正対象項目名】全文
【補正方法】変更
【補正の内容】
【特許請求の範囲】
【請求項１】
印加電圧が、頂部が切り取られた波形を示す特徴によって特徴付けられる、ガスプラズマの生成方法。
【請求項２】
印加電圧が、そのピーク値から非対称に減衰する波形を示す特徴によって特徴付けられる、ガスプラズマの生成方法。
【請求項３】
印加電圧が、その頂部が切り取られると共にそのピーク値から非対称に減衰する波形を示す特徴によって特徴付けられる、ガスプラズマの生成方法。
【請求項４】
請求項１から３のいずれかに記載の方法であって、任意の時点から測定される時間ｔの関数としての印加電圧Ｖが周期Ｔの波形Ｖ（ｔ）の形を有し、例えば（ｔ＝ｉＴ）から（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）の間や（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）から（ｔ＝（ｉ＋ｌ）Ｔ）（ｉは整数値）のような、少なくとも１つの半周期において、前記波形は、前記電圧の時間積分の大きさが、前記半周期の前半部において前記半周期の後半部よりも大きいことを特徴とする、方法。
【請求項５】
請求項１から３のいずれかに記載の方法であって、任意の時点から測定される時間ｔの関数としての印加電圧Ｖが周期Ｔの波形Ｖ（ｔ）の形を有し、例えば（ｔ＝ｉＴ）から（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）の間や（ｔ＝ｉＴ＋Ｔ／２）から（ｔ＝（ｉ＋ｌ）Ｔ）（ｉは整数値）のような、少なくとも１つの半周期において、前記波形は実質的に電圧が一定である期間によって特徴付けられる、方法。
【請求項６】
前記印加電圧が本明細書に記載される数式Ｅ１によって定められる請求項５に記載される方法。
【請求項７】
前記印加電圧が本明細書に記載される数式Ｅ２によって定められる請求項４に記載される方法。
【請求項８】
前記印加電圧が本明細書に記載される数式Ｅ３によって定められる請求項４に記載される方法。
【請求項９】
請求項１から３のいずれかに記載の方法であって、前記印加電圧は制御システムの作用によって生成され、前記制御システムは入力信号としてプラズマ放電の測定結果を用いる、方法。
【請求項１０】
非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、周期的電圧波形を有する電圧をガスに横断的に印加し、それによってガス中を流れる電流を作り、個々の周期における前記電圧の最大の大きさは、先行する第１の前記電流の大きさの最大値に、続く第２の前記電流の大きさの最大値より時間的に近く、前記電圧の波形は、前記電圧の最大の大きさに先行する部分では正弦関数に従い、前記電圧の最大の大きさの後に続く部分では前記正弦関数以下の値に小さくなる、方法。
【請求項１１】
請求項１０に記載の非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、ある１つの周期において、前記電圧の波形の大きさは、第１の時間部分では正のグラディエントを有し、第２の時間部分ではゼロのグラディエントを有し、第３の時間部分では負のグラディエントを有する、方法。
【請求項１２】
請求項１１に記載の非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、前記第１の時間部分における前記電圧のグラディエントの最大の大きさは、前記第３の時間部分における前記電圧のグラディエントの最大の大きさよりも大きい、方法。
【請求項１３】
請求項１１又は１２に記載の非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、前記１つの周期において、前記電圧波形は第４の時間部分においてゼロのグラディエントを有する、方法。
【請求項１４】
請求項１３に記載の非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、前記１つの周期は、順に前記第１、第２、第３、第４の時間部分から成る、方法。
【請求項１５】
請求項１０から１４のいずれかに記載の非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、前記電圧の波形は正弦波的ではない、方法。
【請求項１６】
非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、ガスに横断的に電圧を印加し、前記印加電圧は頂部が切り取られた波形を示すことを特徴とする方法。
【請求項１７】
非熱的大気ガスプラズマを生成する方法であって、周期的電圧波形を有する電圧をガスに横断的に印加し、それによってガス中を流れる電流を作り、前記電圧はそのピーク値から非対称に減衰する波形を示し、前記ピーク値は個々の周期における前記電圧の最大の大きさであり、前記ピーク値は先行する第１の前記電流の大きさの最大値に、続く第２の前記電流の大きさの最大値より時間的に近いことを特徴とする方法。
【請求項１８】
請求項１７に記載の方法であって、前記電圧は、部分的に、頂部が切り取られた正弦波であってそのピーク値から非対称に減衰する波形を示す、方法。
【請求項１９】
添付図面を参照しつつ実質的に本明細書に記載され、又は／及び実質的に添付図面に示される、非熱的大気プラズマの生成方法。
【国際調査報告】
2006503404.tif 000024
2006503404.tif 000025
2006503404.tif 000026