Ten artykuł opisuje przepływowy reaktor mikrofalowy, który jest używany do napędzania efektywnej chemii nierównowagi w celu zastosowania konwersji/aktywacji stabilnych cząsteczek, takich jak CO2, N2 i CH4. Celem opisanej tutaj procedury jest pomiar temperatury i konwersji gazu in situ.
Artykuł metodologiczny
Nierównowagowa plazma mikrofalowa do wydajnej chemii wysokotemperaturowej
W tym artykule
Podsumowanie
Streszczenie
Omawiana jest metodologia przetwarzania energii elektrycznej na wewnętrzne i/lub translacyjne mody stabilnych cząsteczek w celu efektywnego kierowania chemią nierównowagową. Zaletą reaktora z przepływową plazmą jest to, że ciągłe procesy chemiczne mogą być sterowane z elastycznością czasów rozruchu w skali sekundowej. Podejście plazmowe jest ogólnie odpowiednie do konwersji/aktywacji stabilnych cząsteczek, takich jak CO2, N2 i CH4. W tym przypadku redukcja CO2 do CO jest wykorzystywana jako system modelowy: diagnostyka uzupełniająca ilustruje, w jaki sposób podstawowa konwersja równowagi termodynamicznej może zostać przekroczona przez wewnętrzną nierównowagę wynikającą ze wzbudzenia o wysokich drganiach. Rozpraszanie laserowe (Rayleigha) służy do pomiaru temperatury reaktora, a spektroskopia w podczerwieni z transformacją Fouriera (FTIR) do charakteryzowania in situ wewnętrznego (wibracyjnego) wzbudzenia, a także składu ścieków w celu monitorowania konwersji i selektywności.
Wprowadzenie
Niniejsza praca opisuje protokół dla przepływowej plazmy mikrofalowej o mocy do 1 kW, przy jednoczesnym pomiarze temperatury gazu plazmowego oraz konwersji CO2.
Obawy związane ze zmianami klimatu i wynikająca z nich świadomość w zakresie zrównoważonego rozwoju napędzają stały wzrost globalnego udziału energii odnawialnej. Jednak przerywany charakter energii słonecznej i wiatrowej obciąża system energetyczny i hamuje dalsze zwiększanie jej mocy. Aby złagodzić tę niestabilność i udostępnić zrównoważoną energię innym sektorom, takim jak transport, konieczne jest magazynowanie (długo- i krótkoterminowe) oraz konwersja (np. na paliwa chemiczne). CO wytwarzany w reaktorze może służyć jako gaz surowcowy do syntezy np. metanu lub paliw ciekłych. Dzięki wykorzystaniu tych produktów do zasilania elektrowni, energia elektryczna może być generowana nawet wtedy, gdy chwilowa produkcja energii odnawialnej jest niska. CO2 powstający w tych zakładach tworzy zamknięty obieg, dzięki czemu do atmosfery nie przedostaje się netto CO2, co czyni ten cykl czystym.
System może zniwelować przerywany charakter zasilania tylko wtedy, gdy czas przełączania jest krótszy niż wahania w dostawie energii. W obecnej konfiguracji czas uruchomienia jest określony przez konieczność startu w idealnych warunkach przebicia, a następnie dostrojenia do optymalnych warunków konwersji. W zasadzie można to rozwiązać poprzez zapłon innymi środkami, takimi jak skupiona wiązka lasera lub iskra. Ograniczenia wynikające z fizyki plazmy są rzędu 0,1 ms. Jest to czas znacznie krótszy niż skala czasowa typowych zjawisk atmosferycznych, takich jak np. przemieszczanie się chmur nad polem paneli słonecznych. Ekstrapolacja z obecnego systemu do rzeczywistego zastosowania w procesie zrównoważonej produkcji paliw jest wciąż bardzo odległym celem. Idealnie byłoby zastosować serię reaktorów mikrofalowych o mocy 10-500 kW, z których każdy byłby podłączony do pola paneli słonecznych lub turbiny wiatrowej, z przełączaniem poszczególnych reaktorów w zależności od dostaw energii.
Niniejszy artykuł omawia podejście z wykorzystaniem plazmy, w sposób ogólny odpowiednie do konwersji/aktywacji stabilnych cząsteczek, takich jak CO2, N2 i CH4. W pracy zaprezentowano je na konkretnym przykładzie redukcji CO2 do CO jako pierwszego etapu syntezy paliw chemicznych. Przepływowy mikrofalowy reaktor plazmowy pozwala rozwiązać problemy związane z przerywanym trybem pracy, ponieważ charakteryzuje się krótkim czasem uruchamiania i może być zbudowany z niedrogich materiałów.
W plazmach mikrofalowych swobodne elektrony plazmy poruszają się zgodnie z oscylującym polem elektrycznym mikrofal. Energia jest następnie przekazywana ciężkim cząstkom (neutralnym i zjonizowanym gatunkom gazu) poprzez zderzenia. Ze względu na dużą różnicę mas, reaktor ten jest przede wszystkim wydajny w wzderzenia sprężyste. Po pierwsze, następuje jonizacja. W stanie stacjonarnym szybkość jonizacji jest w zasadzie równa stratom wynikającym z rekombinacji. Jednakże, jak pokazano w Tabela 1energie jonizacji są zazwyczaj znacznie wyższe niż energie dysocjacji, co sprawia, że dysocjacja poprzez jonizację jest z natury nieefektywna. Podobnie, dysocjacja z uderzeniem elektronów wiąże się z progiem energetycznym przekraczającym 10 eV1oraz jest z natury nieefektywna. Powodem, dla którego faza plazmy może nadal stanowić efektywny mechanizm prowadzący do dysocjacji molekularnej, jest wydajne wzbudzanie modów wibracyjnych2.
Przy średnich energiach elektronów rzędu kilku eV, typowych dla plazmy mikrofalowej3, dominującą drogą przekazywania energii jest wzbudzenie wibracyjne. Rozciąganie asymetryczne jest szczególnie istotne, ponieważ pozwala na szybki rozkład energii pomiędzy wyższe poziomy poprzez kolizje międzycząsteczkowe. Szybkość wymiany energii rośnie wraz z temperaturą i maleje dla większychΔE, a jest wysoka ze względu na anharmoniczność drabiny wibracyjnej i powiązaną z nią niewielką różnicę energii między dwoma sąsiednimi modami wibracyjnymi4. Pompowanie wyższych poziomów wibracyjnych może prowadzić aż do dysocjacji, co skutkuje energetycznie wydajną reakcją dysocjacji5.
Silne pompowanie wibracyjne w CO2 prowadzi do sytuacji, w której wyższe mody wibracyjne są znacznie bardziej zaludnione niż w stanie równowagi termicznej, co w konsekwencji prowadzi do powstania tzw. rozkładu Treanora6. Warunkiem uzyskania nadpopulacji wyższych poziomów wibracyjnych jest, aby szybkości relaksacji wibracja-wibracja (V-V) były znacznie wyższe niż szybkości relaksacji wibracja-translacja (V-T). Ma to miejsce w przypadku modu asymetrycznego rozciągania CO2. Szybkości relaksacji V-V maleją wraz ze wzrostem temperatury gazu, podczas gdy szybkości V-T rosną. Ponieważ relaksacje V-T zwiększają temperaturę gazu, dodatni mechanizm sprzężenia zwrotnego może wywołać gwałtowną relaksację V-T, prowadząc do zniszczenia nadpopulacji wyższych poziomów wibracyjnych. Innymi słowy, niskie temperatury gazu sprzyjają powstaniu silnie nietermicznego rozkładu.
W efekcie plazma będzie wykazywać wyraźnie różne temperatury dla poszczególnych gatunków cząsteczek oraz ich stopni swobody. Przy typowych temperaturach elektronowych rzędu kilku eV, temperatury wibracyjne będą wynosić kilka tysięcy stopni Celsjusza, podczas gdy temperatury translacyjne (gazowe) mogą pozostać poniżej jednego tysiąca stopni Celsjusza. Taka sytuacja jest określana jako silny brak równowagi i uznaje się ją za korzystną dla reakcji chemicznych.
Temperatura translacyjna gazu, ze względu na jej kluczowe znaczenie dla wydajności energetycznej, z jaką plazma może napędzać reakcje chemiczne, wymaga dokładnej i rozdzielczej przestrzennie diagnostyki. Spektroskopia emisyjna jest podstawowym podejściem w fizyce plazmy do wyznaczania temperatur. Na przykład, w celu optymalnej diagnostyki możliwe jest ocenianie widm rotacyjnych z wykorzystaniem zanieczyszczeń. Wiąże się to jednak zawsze z całkowaniem wzdłuż linii widzenia, a tym samym z uśrednianiem wyników. Jak wykażemy w niniejszej pracy, gradienty temperatury muszą być strome, biorąc pod uwagę wysokie temperatury w centrum sięgające ~ 4,0 K oraz temperatury krawędziowe determinowane przez ściankę wynoszące ~ 50 K. W takich okolicznościach pomiary lokalne są nieocenione.
W niniejszej pracy pomiary lokalnej gęstości z wykorzystaniem rozpraszania Rayleigha są łączone z pomiarami ciśnienia w celu wyznaczenia temperatury za pomocą prawa gazów doskonałych. Pomiary rozpraszania Rayleigha polegają na ogniskowaniu wysokoenergetycznego lasera w objętości próbki, z której wykrywane jest sprężyste rozpraszanie fotonów na elektronach związanych cząsteczek CO2. Temperatura gazu jest powiązana z intensywnością sygnału Rayleigha poprzez:
Gdzie T to temperatura gazu, p to ciśnienie mierzone manometrem, I to zmierzona intensywność rozpraszania Rayleigha, dσ/dΩ(T) to przekrój czynny rozpraszania Rayleigha, a C to stała kalibracyjna. Ponieważ przekrój czynny dσ/dΩ(T) zależy od gatunku chemicznego, w wysokich temperaturach, w których istotna jest dysocjacja, stała kalibracyjna jest funkcją temperatury. Przyjmuje się, że w gorącym centrum zachodzi jedynie konwersja równowagowa, dzięki czemu można obliczyć stężenie gatunków dla danej temperatury. W ten sposób można numerycznie obliczyć efektywny przekrój czynny dla danej temperatury, który jest wykorzystywany do obliczenia intensywności Rayleigha, jakiej można się spodziewać w określonym zakresie temperatur7. Ten efektywny przekrój czynny jako funkcja temperatury przedstawiony jest na Rysunku 1.
Wydajność konwersji plazmowej jest ilościowo określana za pomocą FTIR. W niniejszym przypadku redukcji CO2 przyjmuje się, że reakcja wypadkowa w plazmie przebiega następująco:
Pozwala to na zastosowanie pojedynczego współczynnika konwersji α, który jest powiązany z ułamkową zawartością objętościową CO zgodnie z równaniem
,
co wynika z stężeń wywnioskowanych z sygnatur spektralnych CO oraz CO2 w widmach FTIR. Zauważamy, że efektywnego przekroju czynnego Rayleigha nie można łatwo wydedukować z całkowitego współczynnika konwersji określonego za pomocą FTIR. Całkowita konwersja jest determinowana nie tylko przez temperaturę w centrum reaktora, ale także przez niuanse w rzeczywistym radialnym profilu temperatury gazu.
Niniejszy artykuł szczegółowo opisuje proponowany przez nas schemat diagnostyczny służący do charakterystyki chemicznej konwersji gazów w plazmie mikrofalowej oraz ilustruje jego skuteczność na wybranych przykładach. Pełne skanowanie parametrów w zakresie przepływu gazu, ciśnienia i mocy mikrofal dla ocenianego reaktora można znaleźć w7,8,9.
Protokół
UWAGA: Aby zapoznać się ze schematyczną wersją konfiguracji, zobacz Rysunek 2.
1. Eksperymentalny układ plazmy mikrofalowej
- Podłącz magnetron o mocy 1 kW do pompy cyrkulacyjnej z dołączonym ładunkiem wody.
- Podłącz izolator do tunera z trzema króćcami, który służy do dopasowania impedancji falowodu do plazmy.
- Przymocuj aplikator do tunera z trzema króćcami i dodaj przesuwny łącznik na końcu falowodu.
- Umieść rurkę kwarcową o średnicy wewnętrznej 17 mm lub 27 mm w otworze aplikatora.
UWAGA: Mikrofale są pochłaniane przez przepływający gaz CO2 zawarty w tej probówce. - Zakończ konfigurację próżni, podłączając rurkę kwarcową do kołnierzy KF i wlotu gazu.
- Użyj KF-16 do rurki kwarcowej 17 mm i KF-40 do rurki kwarcowej 27 mm. Użyj stycznego wlotu gazu, aby wywołać przepływ wirowy, który zapobiega dotykaniu ścian przez gorącą plazmę.
- Podłączyć szeregowo przepustnicę do pompy próżniowej, co pozwala na zmianę ciśnienia od 5 mbar do ciśnienia atmosferycznego poprzez efektywną regulację prędkości pompowania.
- Równolegle do przepustnicy podłącz zawór skrótowy, aby przełączać się między niskim ciśnieniem (wymaganym do ułatwienia zapłonu plazmy) a wysokim ciśnieniem bez utraty ustawienia ciśnienia przepustnicy.
- Podłączyć regulator przepływu masowego do wlotu gazu, aby można było regulować przepływ gazu w zakresie od 0,5 do 10,0 SLM.
- Włącz chłodzenie wodne magnetronu przed uruchomieniem plazmy.
- Upewnij się, że włączone są systemy bezpieczeństwa, takie jak miernik promieniowania do monitorowania rozproszonego promieniowania mikrofalowego i detektor gazu do monitorowania stężeń CO, H2 lub NOx w otoczeniu. Te systemy bezpieczeństwa są niezbędne podczas eksperymentów.
- Włącz zasilanie, ręcznie zwiększając poziom mocy źródła i zwiększając do maksymalnej mocy.
- Wyreguluj tłok, przesuwając go lekko do przodu i do tyłu, jednocześnie stale monitorując, czy moc odbita jest zmniejszona. Staraj się zminimalizować moc odbitą. Wyreguluj tunery z trzema króćcami, obracając je, aż moc odbita zostanie zminimalizowana. Jeśli analizator sieci jest dostępny, postępuj zgodnie z procedurą opisaną przez Leinz10.
UWAGA: System próżniowy i mikrofalowy można zobaczyć na Rysunek 3A.
2. Układ optyczny diagnostyki rozpraszania Rayleigha
- Ustaw wiązkę lasera Nd:YAG o długości fali 532 nm za pomocą luster tak, aby wchodziła w ustawienie osiowo. Laser ma częstotliwość powtarzania 10 Hz i maksymalną moc 600 mJ na impuls.
- Zamontuj okna po przeciwnych stronach (wejście i wyjście) reaktora. Używaj okien z powłoką antyrefleksyjną (AR) dla 532 nm, aby zapobiec nadmiernemu światłu rozproszonemu. Alternatywnie można użyć okien Brewster w połączeniu z zewnętrznym zrzutem belek.
- Uruchom laser, postępując zgodnie z instrukcją obsługi (patrz Tabela materiałów).
- Wyrównaj laser za pomocą programu o niskiej mocy wyjściowej. Zacznij od opóźnienia przełącznika Q wynoszącego 0 μs, aby nie generować strumienia świetlnego. Następnie zwiększaj opóźnienie w krokach co 5 μs, aż strumień świetlny będzie widoczny.
- Jeśli wiązka jest zbyt jasna, należy zmniejszać ją w krokach co 1 μs, aby osiągnąć "odpowiednią" jasność, tj. najniższą moc, przy której plamka wiązki jest nadal widoczna.
- Zamontuj drugie okno z powłoką AR po stronie wyjścia wiązki laserowej systemu próżniowego, aby zrzucić wiązkę na zewnętrzny zrzut wiązki. Alternatywnie, zamiast okna, zamontuj zrzut belki podciśnieniowej. Schematyczną wersję konfiguracji można zobaczyć w Rysunek 2.
UWAGA: Wyeliminowanie okna zmniejsza ilość światła rozproszonego w obszarach wyładowań plazmowych, co jest niezbędne do osiągnięcia wykrywalnych poziomów sygnału rozpraszania Rayleigha. - Umieść soczewkę o ogniskowej 2,4 m na ścieżce wiązki, tuż przed oknem wejściowym, aby skupić laser na środku falowodu. Duża odległość ogniskowa redukuje światło rozproszone w obszarze zbierania rozpraszania Rayleigha. Umieść soczewkę jak najbliżej okna, aby zmniejszyć gęstość padającej mocy, tak aby pozostała poniżej progu uszkodzenia okien.
UWAGA: Zapobiegaj rozpadowi lasera w gazie, zwłaszcza w ognisku lasera. Po ustawieniu ostrości lasera należy przepuścić CO2 w reaktorze pod ciśnieniem wyższym od ciśnienia, które ma być mierzone. Jeśli nie można zaobserwować przebicia lasera, to nie nastąpi ono przy niższych ciśnieniach i wyższych temperaturach, w których odbywają się pomiary, ponieważ zagęszczenie gatunków będzie znacznie niższe. Jeśli usłyszysz głośny trzask, któremu towarzyszą widoczne niebieskie błyski, zmniejsz moc lasera. - Zainstaluj regularnie rozmieszczone przegrody wewnątrz lamp próżniowych, aby jeszcze bardziej zmniejszyć poziom światła rozproszonego w obszarze wyładowania plazmowego spowodowany rozproszeniem w oknie wejściowym11.
- Przygotuj tłok z otworem o średnicy 24 mm do dostępu optycznego prostopadłego do wiązki laserowej. Ograniczony rozmiar apertury zapobiega znacznym stratom promieniowania mikrofalowego.
3. Konfiguracja optyczna - gałąź detekcji
- Umieść soczewkę (f = 100 mm, średnica 51 mm) prostopadle do reaktora i zbieraj rozproszone światło przez otwór w tłoku, jak pokazano na Rysunek 3A. Skoncentruj światło na światłowodzie o średnicy 400 μm i umieść je na obrazie obiektywu.
UWAGA: Włókna są umieszczone w liniowym układzie 59 stopionych włókien krzemionkowych o wysokości wejściowej 26,7 mm i długości 40 m. - Użyj światłowodu, aby skierować światło do spektrometru.
UWAGA: Tutaj światło jest obrazowane na szczelinę wejściową o szerokości, która jest regulowana do 10 μm. Powiększenie optyki zbierającej daje osiowy zakres wykrywania wynoszący około 20 mm. Spektrometr służy do odfiltrowywania zbiegającej się emisji łabędzia C2. Jeśli eksperymentator jest zainteresowany tylko rozpraszaniem Rayleigha, odpowiedni filtr pasmowoprzepustowy może być również użyty do tego celu. W takim przypadku kroki od 3.3 do 3.6 można pominąć. Filtr spektralny można całkowicie wyeliminować, porównując zmierzone natężenie światła z impulsem laserowym i bez niego, co znacznie upraszcza konfigurację optyczną. W przypadku wyeliminowania monochromatora nie jest możliwe rozszerzenie pomiarów o rozpraszanie Thomsona lub Ramana, do których potrzebna jest rozdzielczość spektralna. - Użyj spektrometru (skonstruowanego we własnym zakresie), aby spektralnie rozdzielić rozproszone światło.
UWAGA: Jak widać na Rysunek 2, spektrometr składa się ze szczeliny wejściowej, lustra sterującego, soczewki Littrow, siatki dyspersyjnej, wzmacniacza obrazu, soczewek skupiających i kamery CCD. - Wewnątrz spektrometru umieść lustro, aby odbijać wpadające światło do soczewki Littrow o ogniskowej 0,3 m i średnicy 80 mm.
UWAGA: Spektrometr jest w konfiguracji "Littrow", co oznacza, że światło padające i dyfrakcyjne mają ten sam kąt do normalnej siatki. W związku z tym ta sama soczewka służy do kolimacji wpadającego światła i obrazowania światła dyfrakcji na detektorze. - Obróć siatkę dyfrakcyjną na stoliku obrotowym, aby dostroić się do odpowiedniego zakresu długości fali. W przypadku lasera Nd:YAG jest to zwykle od 524 do 540 nm. Ruszt ma wymiary 11 x 11cm2 i gęstość rowków 1 200 mm-1, która jest zoptymalizowana pod kątem dyfrakcji pierwszego rzędu. Daje to rozdzielczość 0,027 nm/px. Rysunek 3B pokazuje zdjęcie kraty i soczewki Littrow.
UWAGA: Siatka obrazuje wiele punktów w wyniku wyższego rzędu; Upewnij się, że tylko maksimum 1. rzędu znajduje się we wzmacniaczu obrazu. - Umieść dwie soczewki, aby zobrazować zintensyfikowane światło na kamerze CCD (Rysunek 3C).
- Określ ilościowo wkład światła rozproszonego. Zejdź do ciśnienia 60 mbar i zmierz intensywność rozproszenia. Zmniejsz ciśnienie i ponownie zmierz intensywność. Powtarzaj tę czynność, aż ciśnienie nie będzie już mogło zostać obniżone.
- Podczas wykreślania intensywności w funkcji ciśnienia upewnij się, że istnieje zależność liniowa. Ekstrapoluj funkcję liniową na ciśnienie zerowe.
UWAGA: Ponieważ rozproszenie Rayleigha nie może wystąpić przy zerowym ciśnieniu, intensywność w punkcie przecięcia jest poziomem światła rozproszonego. Wynik tej procedury jest pokazany w Rysunek 4. - Dostosuj parametry bramkowania wzmacniacza obrazu, aby zoptymalizować intensywność rejestrowaną przez matrycę CCD. Zacznij od impulsu bramki, który zaczyna się na długo przed impulsem laserowym i kończy się długo po nim, tak aby wychwytywany był cały impuls laserowy.
- Weź pod uwagę opóźnienie czasu przelotu światła, ponieważ światło musi przejść przez cały układ optyczny. Zmniejsz opóźnienie, upewniając się, że intensywność nie jest zmniejszona.
UWAGA: Okno czasowe 30 ns okazało się odpowiednie dla impulsu 9 ns. Aby zwiększyć wzmocnienie, zwiększ napięcie wielokanałowe do maksymalnego napięcia (tutaj 850 V). Jeśli kamera CCD jest prześwietlona, można wybrać mniejsze napięcie płytki wielokanałowej.
4. Spektrometr FTIR
- Umieścić spektrometr FTIR w spalinach gazu, za plazmą, aby zmierzyć szybkość COPRODUKCJI. Umieść spektrometr wystarczająco daleko od reaktora, aby upewnić się, że gaz jest w równowadze chemicznej. W opisanej konfiguracji odległość od plazmy wynosiła 2 m.
- Umieścić celę w komorze na próbkę spektrometru FTIR z mieszkiem wlotowym i wylotowym połączonym szeregowo z systemem próżniowym. Jest to pokazane schematycznie w Rysunek 5.
- Zamontuj okienko CaF2 po każdej stronie ogniwa, aby umożliwić wiązce podczerwieni sondowanie gazu.
- Zmieniaj wzmocnienie sygnału, aż natężenie sygnału będzie jak najbardziej zbliżone do maksimum, ale nie przekraczając go. Maksymalna dopuszczalna intensywność może się różnić w zależności od urządzenia.
- Kliknij na podgląd 'interferogram'. Interferogram jest teraz widoczny, z wysokim szczytem w środku i niską intensywnością na ramionach.
- Przed rozpoczęciem pomiarów zmierz tło w próżni (< 0,1 mbar). Aby to zrobić, upewnij się, że reaktor jest w próżni i nie ma przepływu gazu; następnie nagraj tło, klikając "Tło" w oknie "Monitor poziomu sygnału".
- Włącz kuchenkę mikrofalową, zwiększając moc do maksimum, aż plazma się zapali. Ciśnienie używane do zapłonu plazmowego wynosi ~ 1 mbar.
- Rejestruj widmo w zakresie od 2 400 do 2 000 cm-1, w tym CO i główne pasmo CO2 .
- Uśrednij widma w celu redukcji szumu; w tym eksperymencie użyto wartości 10 średnich. Dopasuj zmierzone linie CO za pomocą HITRAN-database12.
UWAGA: Daje to ułamek objętościowy CO. Ciśnienie jest mierzone i używane jako parametr wejściowy do znalezienia całkowitej gęstości liczbowej. Przyjmuje się, że temperatura jest temperaturą pokojową, co jest uzasadnione rozkładem pików rowibracyjnych w widmie. - W celu pomiaru widm in situ umieść reaktor w komorze próbki, jak pokazano na Rysunek 6 i 7.
- Przełącz się na szafir zamiast rurki kwarcowej, aby umożliwić pomiary promieniowe. Szafir przepuszcza światło podczerwone na głębokość do 1 800 cm-1.
- W przypadku pomiarów in situ należy użyć dużej liczby średnich wynoszącej co najmniej 100, aby uśrednić wahania plazmy.
- Udekoruj ścianki komory materiałem pochłaniającym mikrofale, aby zmniejszyć rozproszone promieniowanie mikrofalowe (użyto tutaj Eccosorb OCF).
- Należy uważać, aby interferogram nie nasycił się w wyniku dodatkowej emisji podczerwieni przez plazmę. W takim przypadku zmień przesunięcie DC czujnika. Skoryguj wynikowe widma dla zależnej od temperatury absorpcji szafiru13.
- Jeżeli do pomiaru temperatury używana jest kamera na podczerwień, należy użyć kamery, która jest czuła w zakresie, dla którego szafir nie jest przezroczysty, tj. wyższy niż 6 μm, tak aby mierzona była temperatura rury, a nie plazmy.
UWAGA: Zalecane wartości absorpcji szafiru w funkcji temperatury można znaleźć w14.
Wyniki
W tej sekcji przedstawiono reprezentatywne wyniki dla przepływowego reaktora plazmowego. Stwierdzono, że konwersja CO wzrasta liniowo wraz ze energią właściwą, aż do wartości około 2,2 eV/molecule. Sprawność energetyczna η jest obliczana jako:
Tutaj α to zmierzony stopień konwersji, q to natężenie przepływu gazu molekularnego, ΔE = 2.7 eV to netto energia dysocjacji, a Pin to moc wejściowa. Wykorzystując zmierzony stopień konwersji (wyjaśniony w następnym akapicie), możemy wyznaczyć sprawność energetyczną reaktora plazmowego, przedstawioną dla różnych ciśnień i mocy przy stałym natężeniu przepływu 13 SLM na Rysunku 8A i 8B. Wykazano, że plazma jest w stanie konwertować CO2 do CO ze sprawnością energetyczną do 49%, co jest porównywalne z maksymalną sprawnością termodynamiczną5. Chociaż sprawność raportowana w niniejszej pracy jest zbliżona do sprawności dysocjacji termicznej, dowodzi ona, że plazma nieuśrównoważona może wytworzyć wyższą ułamkową zawartość objętościową CO niż w stanie równowagi przy zmierzonej temperaturze translacyjnej. Dużą zaletą w stosunku do dysocjacji termicznej jest możliwość uruchomienia lub wyłączenia reakcji w ciągu kilku sekund, co jest niezbędne do łagodzenia skutków fluktuacji produkcji energii. Ponadto istnieje potencjał do dalszego zwiększenia sprawności poprzez dostosowanie funkcji rozkładu energii elektronów (EEDF).
Skupiamy się teraz na wynikach uzyskanych dla spalin. Stężenie CO mierzy się za pomocą spektroskopii absorpcyjnej w podczerwieni (IR). W Rysunek 9A i 9Bprzedstawiono reprezentatywne widmo. Wyniki dopasowania wskazują temperaturę 29,36 K oraz stopień konwersji wynoszący 14,7%. Dane pomiarowe (kolor niebieski) są zgodne z danymi z dopasowania (kolor zielony). Ponieważ temperatura w układzie wylotowym jest bliska temperaturze pokojowej, dopuszczalne jest pozostawienie temperatury jako parametru stałego w procedurze dopasowania. Następnie in situ omówiono pomiary. Przy interpretacji natężenia światła Rayleigha należy wziąć pod uwagę, że przekroje czynne Rayleigha produktów reakcji – CO, O i O2 - znacząco różnią się od tych dla CO215,16Problem ten można rozwiązać jedynie w przypadku dostępności informacji o składzie objętościowym próbki. Jeśli istnieje możliwość zarejestrowania widma Ramana, sugeruje się monitorowanie widma Ramana cząsteczki CO w celu oszacowania lokalnej gęstości liczbowej produktów. W takim przypadku można zastosować polaryzator, aby wyeliminować światło rozproszone oraz rozpraszanie Thomsona i Rayleigha, redukując jednocześnie intensywność rotacyjnego rozproszonego światła Ramana jedynie o współczynnik 3/7.17Jeśli pomiar widma Ramana nie jest możliwy z powodu niewystarczającej redukcji piku Rayleigha, konwersję można oszacować na podstawie konwersji równowagowej (patrz referencje)7,20). Chociaż pomija to zwiększoną produkcję wynikającą z warunków nierównowagowych, temperatury gazów są wystarczająco wysokie, aby uzasadnić to uproszczenie. W Rycina 10dane dotyczące temperatury przedstawiono z uwzględnieniem różnych przekrojów czynnych dla rozpraszania Rayleigha. Stwierdzono, że bez optymalizacji plazmy gaz w centrum plazmy może osiągnąć temperatury do 5 0 K. Wykazano, że w plazmach argonowych rozpraszanie Thomsona oraz rozpraszanie na wzbudzonych gatunkach stają się istotne, gdy temperatura osiąga poziom 10 0 K 18,19,20, co sprawia, że pomiar temperatury jest niewiarygodny. Biorąc pod uwagę wartości różnicowych przekrojów czynnych na rozpraszanie Rayleigha i Thomsona wynoszące 0,148·10-30 m2 oraz 7,94·10-30 m2odpowiednio stopień jonizacji wynoszący 1,9·10-4 byłoby konieczne dla wkładu Thomsona na poziomie 1%. Jest to wartość znacznie wyższa niż stopień jonizacji, który według przewidywań występuje w plazmie (Fridman5, s. 294) wynoszącego 1·10-6 do 8·10-5.
Pomiary FTIR in situ przeprowadzano przy przepływie 2,0 slm i znacznie niższym ciśnieniu wynoszącym 5 mbar, aby uzyskać jednorodną plazmę, co zapewnia wiarygodny pomiar zintegrowany wzdłuż drogi optycznej. Oznacza to również, że sama plazma styka się ze ścianką i ją ogrzewa. Aby zapobiec nadmiernemu nagrzaniu ścianki, moc zredukowano do zaledwie 30 W. Choć produkcja CO jest pomijalna przy tak niskiej mocy i ciśnieniu, pomiary FTIR in situ wciąż dostarczają istotnych informacji na temat dynamiki plazmy CO2. Widma rejestrowano z rozdzielczością 0,125 cm-1. Widmo dopasowano do modelu opartego na HAPI, interfejsie programistycznym bazy HITRAN12. Kod zmodyfikowano, aby uwzględnić oddzielne temperatury dla różnych normalnych modów wibracyjnych. Dla symetrycznego rozciągania oraz modu zginania zastosowano jedną temperaturę T12, ponieważ rezonans Fermiego gwarantuje szybką relaksację między tymi dwoma modami normalnymi.
Wynikiem dopasowania jest T = 70 K, T12 = 1,250 K oraz T3 = 1,50 K, co przedstawiono na Rysunku 1. Dopasowane ciśnienie wyniosło 10 mbar. Ta nadestymacja prawdopodobnie ma na celu zrekompensowanie niedoszacowanego współczynnika temperaturowego dla stałych poszerzenia ciśnieniowego. Temperatura gazu wyznaczona za pomocą rozpraszania Rayleigha może różnić się od temperatury wyznaczonej metodą FTIR, ponieważ rozpraszanie Rayleigha mierzy temperatury lokalne, podczas gdy widma FTIR są zintegrowane wzdłuż linii.
Rysunek 1Zależność przekroju czynnego Rayleigha od temperatury
Przekrój czynny Rayleigha wynikający z różnych przekrojów czynnych dla produktów reakcji. W celu obliczenia względnych ułamków molowych poszczególnych gatunków przyjęto konwersję w równowadze termicznej. Proszę kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.
Rycina 2Układ optyczny do pomiarów Rayleigha
Soczewka skupia światło laserowe w centrum rurki kwarcowej. Falowód wprowadza mikrofale do plazmy, która znajduje się w ognisku lasera. Otwór w tłoku zapewnia dostęp optyczny dla cięciwy laserowej. Spektrometr składa się z (1) szczeliny wejściowej, (2) lustra kierującego, (3) soczewki Littrowa, (4) siatki dyspersyjnej, (5) wzmacniacza obrazu, (6) i (7) soczewek skupiających oraz (8) kamery CCD. Prosimy kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ilustracji.
Rycina 3Zdjęcia układu eksperymentalnego
(A) Zdjęcie układu próżniowego, obejmujące aplikator mikrofalowy i światłowody. (BZdjęcie wnętrza spektrometru, na którym widoczne są soczewka Littrowa oraz siatka dyfrakcyjna.C) Schemat układu soczewek wykorzystanego do obrazowania wzmocnionego światła na kamerze CCD. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.
Rycina 4Zmierzona intensywność jako funkcja ciśnienia
Pomiar rozpraszania Rayleigha w funkcji ciśnienia dla różnych punktów w czasie. Niebieska linia ciągła przedstawia dopasowanie liniowe danych. Słupki błędów wskazują błąd bezwzględny manometru. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.
Rycina 5Schematyczny rysunek układu analizy spalin metodą FTIR
Kuwetę gazową umieszcza się w komorze pomiarowej spektrometru FTIR. Kuweta jest połączona szeregowo z wylotem, tak aby gaz przepływał przez nią. Prosimy kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.
Rysunek 6: In situ Konfiguracja FTIR
Rysunki schematyczne in situ Układ FTIR. Rurka przepływowa jest ustawiona pionowo, a gaz przepływa z dołu do góry. Rurka znajduje się w ognisku wiązki FTIR. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.
Rycina 7Zdjęcia in situ Konfiguracja FTIR
Bok (A) i górna (Bwidok falowodu w komorze próbnej spektrometru FTIR. Miechy na górnej części falowodu są podłączone do pompy próżniowej i pełnią funkcję wylotu dla reaktora. Kliknij tutaj, aby wyświetlić większą wersję tej figury.
Rycina 8Reprezentatywna efektywność energetyczna i sprawność konwersji
Na wykresie (A), efektywność energetyczna typowej plazmy przedstawiona jest jako funkcja przyłożonej mocy mikrofalowej, przy ciśnieniach w zakresie od 127 do 279 mbar. Na wykresie (B), przedstawiono wydajność konwersji. Proszę kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.
Rycina 9Reprezentatywne widmo absorpcyjne w podczerwieni (IR) dla CO
Wykres (A) przedstawia zmierzone widmo absorpcyjne IR spalin (niebieskie kropki). Zielona linia ciągła przedstawia dopasowanie metodą najmniejszych kwadratów do danych. Wyniki dopasowania to T = 29,36 K oraz α = 14,7%. Powiększony obraz przedstawiono na (B). Aby wyświetlić większą wersję tej figury, kliknij tutaj.
Rycina 10Zmierzona temperatura gazu
Na tym wykresie przedstawiono temperaturę gazu w centrum plazmy, zmierzoną za pomocą rozpraszania Rayleigha, jako funkcję energii wejściowej dla różnych ciśnień. Proszę kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.
Rysunek 1: In situ Widmo absorpcyjne IR wyładowania plazmowego
Wykres (A) przedstawia zmierzone widmo absorpcji podczerwonej (IR) CO2 wyciek. Niebieska linia najlepiej dopasowuje się do danych (zielone punkty) przy T = 70 K, T12 = 1 250 K oraz T3 = 1 50 K. Czerwona linia przedstawia rezydua dopasowania. Powiększony obraz widoczny jest w (B). Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.
| Jonizacja | Dysocjacja | |
| eV | eV | |
| CO2 | 13.7 | 5.52 |
| CO | 14.01 | 1.16 |
| O2 | 12.07 | 5.17 |
| N2 | 15.58 | 9.8 |
| CH4 | 12.51 | 4.54 |
| CH3 | 9.84 | 4.82 |
| CH2 | 10.4 | 4.37 |
| CH | 10.64 | 3.51 |
| H2 | 15.43 | 4.52 |
Tabela 1: Energie jonizacji i dysocjacji powszechnie występujących gatunków i produktów.
Dyskusja
Zarówno do elektryfikacji przemysłu chemicznego, jak i do łagodzenia nieciągłości dostaw energii odnawialnej, reaktory o przepływie ciągłym są potrzebne do napędzania chemii w zrównoważonym systemie. Uznano, że reaktory o przepływie ciągłym odegrają ważną rolę w zrewolucjonizowaniu przemysłu chemicznego21. Dokładniej rzecz ujmując, reaktor plazmowy został uznany za komercyjnie atrakcyjną alternatywę dla zakładów chemicznych w produkcji paliw neutralnych pod względem emisji CO2 ze względu na ich prostotę, kompaktowość i niską cenę22. Zaproponowano szeroki zakres technologii plazmowych do dysocjacji CO223, w tym wyładowania koronowe 24,25,26, nanosekundowe wyładowania impulsowe27, mikrowyładowania z pustą katodą28, mikroplazmy29, wyładowania bariery dielektrycznej30,31,32,33, łuki ślizgowe34,35oraz plazma mikrofalowa37,38. Spośród tych bardzo zróżnicowanych technologii, plazma mikrofalowa i łuk ślizgowy były eksploatowane z najwyższą mocą, w zakresie kW, i wykazały najlepszą wydajność, 40% dla łuku ślizgowego i 60-80% dla wyładowania mikrofalowego. Zarówno plazma mikrofalowa, jak i reaktor łuku ślizgowego mogą pracować z dużą mocą, co jest warunkiem koniecznym do skalowania do ~ 100 kW, co jest przewidziane do praktycznego zastosowania. Działanie plazmy mikrofalowej nie ogranicza się do dysocjacji CO2 i może być również wykorzystywane do reformingu metanu i wiązania azotu. Główną wadą reaktora mikrofalowego jest niskie ciśnienie (100 mbar) w optymalnych warunkach, co ogranicza maksymalną przepustowość gazu.
Opisana procedura została zademonstrowana z CO2, ale może być stosowana bez zmian do aktywacji CH4, N2 lub innych stabilnych cząsteczek. W większości tych przypadków konieczne jest zmierzenie różnych pasm podczerwieni, które odpowiadają oczekiwanym produktom, takim jak NH3, NOx, C2H2, C2H4 itp. Prowadzenie plazmy metanowej może być kłopotliwe, ponieważ sadza - jeden z produktów reakcji - osadza się na ściankach i pochłania mikrofale, skutecznie gasząc plazmę. Chociaż pompowanie wibracyjne jest znacznie mniej skuteczne w metanie niż w CO2 ze względu na wysokie prędkości transferu VT, kataliza plazmowa może być jednak korzystna dla metanu (Fridman5, s. 688)
Dokładne pomiary rozpraszania Rayleigha są trudne do osiągnięcia w plazmie tworzącej sadzę, ze względu na duży udział światła rozproszonego w wyniku rozpraszania Mie na cząsteczkach sadzy. Chociaż komplikuje to pomiary Rayleigha, może być użyte do ilościowego określenia gęstości cząstek sadzy zamiast39. Rozpraszanie ramanowskie może stanowić atrakcyjną alternatywę dla pomiaru temperatury w tym środowisku, ponieważ pozwala na spektralne rozróżnienie światła rozproszonego i (Ramana) rozproszonych składników światła. Czas całkowania rozpraszania Ramana jest rzędu ~ 20 minut, dzięki czemu fluktuacje plazmy są uśredniane. Tylko długoterminowe skutki, takie jak nagrzewanie się systemu, mogą mieć wpływ na pomiar, ponieważ nieznacznie zwiększa ciśnienie w reaktorze.
Właśnie ze względu na duże nakładanie się widmowe między światłem rozproszonym a światłem rozproszonym Rayleigha, nie można przecenić znaczenia tłumienia światła rozproszonego (nawet przy braku sadzy). Światło rozproszone można zredukować, odpowiednio umieszczając przegrody, zwiększając odległość ogniskową lasera i długość konfiguracji oraz zwiększając średnicę tubusu. Zastosowanie zrzutu wiązki próżniowej dodatkowo zmniejsza poziom światła rozproszonego, ponieważ eliminuje okno wyjściowe. Alternatywnie można również użyć okien Brewstera. Jak opisano wcześniej, wymagana jest pewna wiedza na temat składu (zmierzona lub symulowana), aby prawidłowo uwzględnić różne przekroje Rayleigha.
Przepływająca plazma mikrofalowa udowodniła, że jest realną metodą napędzania chemii dzięki sprawności energetycznej do 50%, elastyczności szybkiego przełączania i użyciu tylko niedrogich materiałów. Zarejestrowane temperatury w centrum są jednak znacznie wyższe niż te, które sprzyjają przeludnieniu o wysokich wibracjach. Obniżając temperaturę, można osiągnąć jeszcze wyższą efektywność energetyczną. Wprawdzie obniżenie mocy (np. do 200 W) obniżyłoby temperaturę gazu, ale bez dodatkowej optymalizacji reaktora obniżyłoby również jego sprawność.
Sugerowane są tutaj dwa inne sposoby obniżenia temperatury. Pierwszym sposobem jest impulsowanie mocy mikrofal. Poprzez zastosowanie mocy w impulsach krótszych niż typowy czas relaksacji VT, gaz może schłodzić się pomiędzy impulsami, w wyniku czego mniej energii jest tracone podczas relaksacji VT. To z kolei oznacza, że więcej energii jest inwestowane w pompowanie wibracyjne, które sprzyja efektywnej dysocjacji. Czas relaksacji VT wynosi 70 μs w temperaturze pokojowej i 100 mbar40, co służy jako górna granica czasu włączenia impulsu. Pulsowanie może zwiększyć wydajność tylko w reżimie plazmowym, w którym główną ścieżką konwersji jest konwersja nierównowagowa. Drugim sposobem na zwiększenie wydajności jest dodanie zanieczyszczeń alkalicznych w celu dostosowania EEDF8. Kontrolując EEDF, a w szczególności temperaturę elektronów, elektrony mogą bardziej efektywnie przenosić swoją energię na wibracje molekularne, co z kolei skutkuje promowaniem wyższych poziomów wibracji, które są niezbędne do wysoce wydajnych reakcji.
Oświadczenia
Autorzy oświadczają, że nie mają konkurencyjnych interesów finansowych.
Podziękowania
Ta praca została sfinansowana przez zaproszenie 'paliwa neutralne pod względem emisjiCO2' wspierane przez Shell, Fundację Badań Fundamentalnych nad Materią (FOM) i Holenderską Organizację Badań Naukowych (NWO). Autorzy chcieliby podziękować Eddiemu van Veldhuizenowi, Anie Sobocie i Sanderowi Nijdamowi za umożliwienie nam korzystania z ich przestrzeni laboratoryjnej i ogólnie za ich hojne wsparcie.
Materiały
| Nazwa | Firma | Numer katalogowy | Komentarze |
|---|---|---|---|
| 1kW magnetron | Muegge | MW-GIRYJ1540-1K2-08 | |
| Cyrkulator z obciążeniem wodą | Philips | 2722 163 02101 | |
| 3-kątowy tuner | IBF-elektroniczny | aplikator WR340PTUN3AC174A | |
| z przesuwanym krótkim | domowym | ||
| 17mm ID / 20 mm OD Rurka kwarcowa | Saillart | custom | |
| 27mm ID / 30 mm OD Rurka kwarcowa | Saillart | niestandardowa | |
| 18mm ID / 20 mm OD Rurka szafirowa | Precision Sapphire Technologies | niestandardowe | |
| kołnierze próżniowe KF | Hositrad | ||
| Regulator przepływu masowego | Tylan/Brooks | FC-2901V-4V | |
| Jednostka sterująca MMC | MKS | PR-3000 | |
| Manometr | Edwards | ASG-2000 | |
| Pompa próżniowa | Edwards | E2M18 | |
| Nd:YAG | laser Continuum | Powerlite DLS 8000 | |
| Okno z powłoką AR | Eksma Optics | 210-1202E + 3025-i0 (powłoka) | |
| Siatka dyfrakcyjna | Jobin Yvon | 520-25-120 | |
| Wzmacniacz obrazu | Katod | EPM102G-04-22S Moc wzmacniacza | |
| źródło: | domowy | ||
| obiektyw spektrometru 1 | Nikon | 135mm f/2 DC | |
| Spektrometr | Nikon | AF-S 85 mm f/1.8g | |
| Kamera CCD | Allied Optics | Manta G-145B | |
| Spektrometr FTIR (wydech) Spektrometr | FTIR Varian/Agilent | Cary 670 | |
| (in-situ) | Bruker | Vertex 80v | |
| Okna CaF2 | Crystran | CAFP25-2U |
Bibliografia
- Itikawa, Y. Nonresonant Vibrational Excitation of CO2 by Electron Collision. Phys Rev A. 3 (2), 831-832 (1971).
- Rusanov, V. D., Fridman, A. A., Sholin, G. V. The physics of a chemically active plasma with nonequilibrium vibrational excitation of molecules. Phys Usp. 24 (6), 447-474 (1981).
- Fridman, A. A., Kennedy, L. A. Plasma Physics and Engineering. , Cambridge University Press. ISBN 1-56032-848-7 (2004).
- Witteman, W. J. The CO2-laser. , Springer-Verlag. (1987).
- Fridman, A. A. A Plasma Chemistry. , Taylor & Francis Routledge. ISBN-13 978-0-521-84735-3 (2008).
- Treanor, C. E., Rich, J. W., Rehm, R. G. Vibrational Relaxation of Anharmonic Oscillators with Exchange-Dominated Collisions. J Chem Phys. 48 (4), 1798-1806 (1968).
- den Harder, N., et al. Homogeneous CO2 conversion by microwave plasma: Wave propagation and diagnostics. Plasma Process Polym. , (Early View) (2016).
- van Rooij, G. J., et al. Taming microwave plasma to beat thermodynamics in CO2 dissociation. Farad Discuss. 183, 233-248 (2015).
- Bongers, W. A., et al. Plasma-driven dissociation of CO2 for fuel synthesis. Plasma Process. Polym. , (Early View) (2016).
- Leins, M., Gaiser, S., Schulz, A., Walker, M., Schumacher, U., Hirth, T. How to Ignite an Atmospheric Pressure Microwave Plasma Torch without Any Additional Igniters. J Vis Exp. (98), e52816(2015).
- van der Meiden, H. J., et al. High sensitivity imaging Thomson scattering for low temperature plasma. Rev Sc. Instrum. 79 (1), 13505-13700 (2008).
- Rothman, L. S., et al. The HITRAN 2012 Molecular Spectroscopic Database. J Quant Spectrosc. Radiat Transfer. 130, 4-50 (2013).
- Depraz, S., Perrin, M. Y., Soufiani, A. Infrared emission spectroscopy of CO2 at high temperature. Part I: Experimental setup and source characterization. J Quant Spectrosc Radiat Transfer. 113, 1-13 (2011).
- Dobrovinskaya, E. R., et al. Sapphire: Material, Manufacturing, Applications. , Springer science + business media. 170(2009).
- Sneep, M., Ubachs, W. Direct measurement of the Rayleigh scattering cross section in various gases. J Quant Spectrosc Radiat Transfer. 92 (3), 293-310 (2005).
- Sutton, J. A., Driscoll, J. F. Rayleigh scattering cross sections of combustion species at 266, 355, and 532 nm for thermometry applications. Optics Letters. 29 (22), 2620-2622 (2004).
- Penney, C. M., Peters, R. L., Lapp, M. Absolute raman cross sections for N2. J Opt Soc Am. 64 (5), 712-716 (1974).
- Murphy, A. B., Farmer, A. J. D. Temperature measurement in thermal plasmas by Rayleigh scattering. J Phys D: Appl Phys. 25 (4), 634(1992).
- Snyder, S. C., et al. Determination of gas-temperature and velocity profiles in an argon thermal-plasma jet by laser-light scattering. Phys Rev E. 47 (3), 1998-2005 (1993).
- Limbach, C., Dumitrache, C., Yalin, A. P. Laser Light Scattering from Equilibrium, High Temperature Gases: Limitations on Rayleigh Scattering Thermometry. 47th AIAA Plasmadynamics and Lasers Conference. , (2016).
- Wiles, C., Watts, P. Continuous flow reactors: a perspective. Green Chem. 14, 38-54 (2012).
- Cormier, J. M., Rusu, I. Syngas production via methane steam reforming with oxygen: plasma reactors versus chemical reactors. J Phys D: Appl Phys. 34, 2798-2803 (2001).
- Liu, C. J., Xu, G. H., Wang, T. M. Non-thermal plasma approaches in CO2 utilization. Fuel Process Technol. 58 (2-3), 119-134 (1999).
- Wen, Y., Jiang, X. Decomposition of CO2 using pulsed corona discharges combined with catalyst. Plasma Chem Plasma Process. 21 (4), 665-678 (2001).
- Mikoviny, T., Kocan, M., Matejcik, S., Mason, N. J., Skalny, J. D. Experimental study of negative corona discharge in pure carbon dioxide and its mixtures with oxygen. J Phys D: Appl Phys. 37 (1), 64(2004).
- Horvath, G., Skaln'y, J. D., Mason, N. J. FTIR study of decomposition of carbon dioxide in dc corona discharges. J Phys D: Appl Phys. 41 (22), 225207(2008).
- Bak, M. S., Im, S. K., Cappelli, M. Nanosecond-pulsed discharge plasma splitting of carbon dioxide. IEEE Trans Plasma Sci. 43 (4), 1002-1007 (2015).
- Taylan, O., Berberoglu, H. Dissociation of carbon dioxide using a microhollow cathode discharge plasma reactor: effects of applied voltage, flow rate and concentration. Plasma Sources Sci Technol. 24 (1), 015006(2015).
- Yamamoto, A., Mori, S., Suzuki, M. Scale-up or numbering-up of a micro plasma reactor for the carbon dioxide decomposition. Thin solid films. 515 (9), 4296-4300 (2007).
- Paulussen, S., Verheyde, B., Tu, X., De Bie, C., Martens, T., Petrovic, D., Bogaerts, A., Sels, B. Conversion of carbon dioxide to value-added chemicals in atmospheric pressure dielectric barrier discharges. Plasma Sources Sci Technol. 19 (3), 034015(2010).
- Brehmer, F., Welzel, S., van de Sanden, M. C. M., Engeln, R. CO and byproduct formation during CO2 reduction in dielectric barrier discharges. J Appl Phys. 116 (12), 123303(2014).
- Yu, Q., Kong, M., Liu, T., Fei, J., Zheng, X. Characteristics of the decomposition of CO2 in a dielectric packed-bed plasma reactor. Plasma Chem Plasma Process. 32 (1), 153-163 (2012).
- Aerts, R., Somers, W., Bogaerts, A. Carbon Dioxide splitting in a dielectric barrier discharge plasma: A combined experimental and computational study. Chem Sus Chem. 8 (4), 702-716 (2015).
- Indarto, A., Yang, D. R., Choi, J. -W., Lee, H., Song, H. K. Gliding arc plasma processing of CO2 conversion. J Hazard Mater. 146 (1), 309-315 (2007).
- Nunnally, T., Gutsol, K., Rabinovich, A., Fridman, A., Gutsol, A., Kemoun, A. Dissociation of CO2 in a low current gliding arc plasmatron. J Phys D: Appl Phys. 44 (27), 274009(2011).
- Indarto, A., Choi, J. -W., Lee, H., Song, H. K. Conversion of CO2 by gliding arc plasma. Environ Eng Sci. 23 (6), 1033-1043 (2006).
- Rusanov, V. D., Fridman, A. A., Sholin, G. V. The physics of a chemically active plasma with non-equilibrium vibrational excitation of molecules. Sov Phys Usp. 24 (6), 447(1981).
- Butylkin, I. uP., Zhivotov, V. K., Krasheninnikov, E. G., Krotov, M. F., Rusanov, V. D., Tarasov, I. uV., Fridman, A. A. Plasma-chemical process of CO2 dissociation in a nonequilibrium microwave discharge. Zh Tek Fiz. 51, 925-931 (1981).
- Will, S., Schraml, S., Leipertz, A. Two-dimensional soot-particle sizing by time-resolved laser-induced incandescence. Opt Lett. 20, 2342-2344 (1995).
- Lepoutre, F., Louis, G., Manceau, H. Collisional relaxation in CO2 between 180 K and 400 K measured by the spectrophone method. Chem Phys Lett. 48, 509-514 (1977).
Przedruki i uprawnienia
