Décharge de Townsend - Townsend discharge

Effet d'avalanche dans un gaz soumis à un rayonnement ionisant entre deux électrodes à plaques. L'événement d'ionisation d'origine libère un électron, et chaque collision ultérieure libère un autre électron, de sorte que deux électrons émergent de chaque collision pour soutenir l'avalanche.

La décharge Townsend ou avalanche de Townsend est un processus d' ionisation de gaz dans lequel des électrons libres sont accélérés par un champ électrique , entrent en collision avec des molécules de gaz et libèrent par conséquent des électrons supplémentaires. Ces électrons sont à leur tour accélérés et libèrent des électrons supplémentaires. Le résultat est une multiplication d'avalanche qui permet la conduction électrique à travers le gaz. La décharge nécessite une source d'électrons libres et un champ électrique important ; sans les deux, le phénomène ne se produit pas.

La décharge de Townsend porte le nom de John Sealy Townsend , qui a découvert le mécanisme fondamental d'ionisation par son travail vers 1897 au laboratoire Cavendish de Cambridge.

Description générale du phénomène

L'avalanche se produit dans un milieu gazeux qui peut être ionisé (comme l' air ). Le champ électrique et le libre parcours moyen de l'électron doivent permettre aux électrons libres d'acquérir un niveau d'énergie (vitesse) pouvant provoquer une ionisation par impact. Si le champ électrique est trop petit, les électrons n'acquièrent pas assez d'énergie. Si le libre parcours moyen est trop court, l'électron abandonne son énergie acquise dans une série de collisions non ionisantes. Si le libre parcours moyen est trop long, l'électron atteint l'anode avant d'entrer en collision avec une autre molécule.

Le mécanisme d'avalanche est illustré dans le schéma ci-joint. Le champ électrique est appliqué à travers un milieu gazeux; les ions initiaux sont créés avec des rayonnements ionisants (par exemple, des rayons cosmiques). Un événement d'ionisation original produit une paire d'ions; l' ion positif accélère vers la cathode tandis que l'électron libre accélère vers l' anode . Si le champ électrique est suffisamment fort, l'électron libre peut gagner une vitesse (énergie) suffisante pour libérer un autre électron lors de sa prochaine collision avec une molécule. Les deux électrons libres se déplacent ensuite vers l'anode et tirent suffisamment d'énergie du champ électrique pour provoquer d'autres ionisations par impact, et ainsi de suite. Ce processus est en fait une réaction en chaîne qui génère des électrons libres. Au départ, le nombre de collisions augmente de façon exponentielle. Le nombre total d'électrons atteignant l' anode est égal à 2 ⁿ avec n le nombre de collisions, plus le seul électron libre initiateur. Finalement, cette relation s'effondrera - la limite de la multiplication dans une avalanche d'électrons est connue sous le nom de limite Raether .

L'avalanche de Townsend peut avoir une large gamme de densités de courant. Dans les tubes remplis de gaz courants , tels que ceux utilisés comme détecteurs à ionisation gazeuse , les amplitudes des courants circulant pendant ce processus peuvent aller d'environ 10 ^-18 ampères à environ ^10-5 ampères.

Description quantitative du phénomène

Le premier appareil expérimental de Townsend consistait en des plaques parallèles planes formant les deux côtés d'une chambre remplie d'un gaz . Une source haute tension de courant continu était connectée entre les plaques; la plaque de tension inférieure étant la cathode tandis que l'autre était l' anode . Il a forcé la cathode à émettre des électrons en utilisant l' effet photoélectrique en l'irradiant avec des rayons X , et il a constaté que le courant $I$ circulant dans la chambre dépendait du champ électrique entre les plaques. Cependant, ce courant a montré une augmentation exponentielle à mesure que les espaces entre les plaques devenaient petits, conduisant à la conclusion que les ions de gaz se multipliaient lorsqu'ils se déplaçaient entre les plaques en raison du champ électrique élevé.

Townsend a observé des courants variant de façon exponentielle sur dix ordres de grandeur ou plus avec une tension appliquée constante lorsque la distance entre les plaques variait. Il a également découvert que la pression du gaz influençait la conduction: il était capable de générer des ions dans les gaz à basse pression avec une tension bien inférieure à celle requise pour générer une étincelle. Cette observation a renversé la pensée conventionnelle sur la quantité de courant qu'un gaz irradié pouvait conduire.

Les données expérimentales obtenues de ses expériences sont décrites par la formule suivante

{\ displaystyle {\ frac {I} {I_ {0}}} = e ^ {\ alpha _ {n} d}, \,}

où

$I$ est le courant circulant dans l'appareil,
$I 0$ est lecourant photoélectrique généré à lasurface dela cathode ,
$e$ est le nombre d'Euler
$α n$ est le premier coefficient d'ionisation de Townsend , exprimant le nombre de paires d' ions générées par unité de longueur (par exemple mètre) par un ion négatif ( anion ) se déplaçant de la cathode à l' anode ,
$d$ est la distance entre les plaques de l'appareil.

La tension presque constante entre les plaques est égale à la tension de claquage nécessaire pour créer une avalanche auto-entretenue: elle diminue lorsque le courant atteint le régime de décharge luminescente . Des expériences ultérieures ont révélé que le courant $I$ augmente plus vite que prévu par la formule ci-dessus lorsque la distance $d$ augmente: deux effets différents ont été considérés afin de mieux modéliser la décharge: les ions positifs et l'émission cathodique.

Ionisation de gaz causée par le mouvement des ions positifs

Townsend a émis l'hypothèse que les ions positifs produisent également des paires d'ions, introduisant un coefficient exprimant le nombre de paires d' ions générées par unité de longueur par un ion positif ( cation ) se déplaçant d' anode en cathode . La formule suivante a été trouvée ${\ displaystyle \ alpha _ {p}}$

{\ displaystyle {\ frac {I} {I_ {0}}} = {\ frac {(\ alpha _ {n} - \ alpha _ {p}) e ^ {(\ alpha _ {n} - \ alpha _ {p}) d}} {\ alpha _ {n} - \ alpha _ {p} e ^ {(\ alpha _ {n} - \ alpha _ {p}) d}}} \ qquad \ Longrightarrow \ qquad { \ frac {I} {I_ {0}}} \ cong {\ frac {e ^ {\ alpha _ {n} d}} {1 - ({\ alpha _ {p} / \ alpha _ {n}}) e ^ {\ alpha _ {n} d}}}}

depuis , en très bon accord avec les expériences. ${\ displaystyle \ alpha _ {p} \ ll \ alpha _ {n}}$

Le premier coefficient de Townsend (α), également connu sous le nom de premier coefficient d'avalanche de Townsend, est un terme utilisé lorsque l'ionisation secondaire se produit parce que les électrons d'ionisation primaires tirent suffisamment d'énergie du champ électrique accélérateur ou de la particule ionisante d'origine. Le coefficient donne le nombre d'électrons secondaires produits par l'électron primaire par unité de longueur de trajet.

Émission de cathode causée par l'impact des ions

Townsend, Holst et Oosterhuis ont également avancé une hypothèse alternative, considérant l' émission augmentée d'électrons par la cathode causée par l'impact des ions positifs . Cela a introduit le deuxième coefficient d'ionisation de Townsend ; le nombre moyen d'électrons libérés d'une surface par un ion positif incident, selon la formule suivante: ${\ displaystyle \ epsilon _ {i}}$

{\ displaystyle {\ frac {I} {I_ {0}}} = {\ frac {e ^ {\ alpha _ {n} d}} {1 - {\ epsilon _ {i}} \ left (e ^ { \ alpha _ {n} d} -1 \ right)}}.}

Ces deux formules peuvent être considérées comme décrivant des cas limites du comportement effectif du procédé: l'une ou l'autre peut être utilisée pour décrire les mêmes résultats expérimentaux. D'autres formules décrivant divers comportements intermédiaires se trouvent dans la littérature, en particulier dans la référence 1 et ses citations.

Conditions

Caractéristiques tension-courant de la décharge électrique dans le néon à 1 torr, avec deux électrodes planes séparées de 50 cm.
A: impulsions aléatoires par rayonnement cosmique
B: courant de saturation
C: avalanche décharge Townsend
D: décharge Townsend auto-entretenue
E: région instable: décharge corona
F: décharge luminescente sous-normale
G: décharge luminescente normale
H: décharge luminescente anormale
I: instable région: transition arc luminescent
J: arc électrique
K: arc électrique
région A-D: décharge sombre ; l'ionisation se produit, courant inférieur à 10 microampères.
Région FH: décharge luminescente ; le plasma émet une faible lueur.
Région IK: décharge d'arc ; de grandes quantités de rayonnement produites.

Une décharge Townsend ne peut être maintenue que sur une plage limitée de pression de gaz et d'intensité de champ électrique. Le graphique ci-joint montre la variation de la chute de tension et les différentes régions de fonctionnement pour un tube rempli de gaz avec une pression constante, mais un courant variable entre ses électrodes. Le phénomène d'avalanche de Townsend se produit sur le plateau en pente BD. Au-delà de D l'ionisation est maintenue.

À des pressions plus élevées, les décharges se produisent plus rapidement que le temps calculé pour que les ions traversent l'espace entre les électrodes, et la théorie de la décharge par étincelles de Raether , Meek et Loeb est applicable. Dans les champs électriques hautement non uniformes, le processus de décharge corona est applicable. Voir Avalanche d'électrons pour une description plus détaillée de ces mécanismes.

Les décharges sous vide nécessitent une vaporisation et une ionisation des atomes d'électrode. Un arc peut être amorcé sans une décharge préalable de Townsend; par exemple lorsque les électrodes se touchent et sont ensuite séparées.

Applications

Tubes à décharge

Le démarrage de la décharge Townsend définit la limite supérieure de la tension de blocage qu'un tube rempli de gaz à décharge luminescente peut supporter. Cette limite est la tension de claquage de décharge Townsend , également appelée tension d'allumage du tube.

Lampe au néon / oscillateur à relaxation à diode à gaz à cathode froide

L'apparition d'une décharge Townsend, conduisant à une panne de décharge luminescente, façonne la caractéristique courant-tension d'un tube à décharge comme une lampe au néon de telle sorte qu'il présente une région de résistance différentielle négative de type S. La résistance négative peut être utilisée pour générer des oscillations électriques et des formes d'onde , comme dans l' oscillateur à relaxation dont le schéma est représenté sur l'image de droite. L'oscillation en dent de scie générée a une fréquence

{\ displaystyle f \ cong {\ frac {1} {R_ {1} C_ {1} \ ln {\ frac {V_ {1} -V _ {\ text {GLOW}}} {V_ {1} -V _ {\ texte {TWN}}}}}},}

où

${\ displaystyle V _ {\ text {GLOW}}}$ est la tension de claquage de décharge luminescente ,
${\ displaystyle V _ {\ text {TWN}}}$ est la tension de claquage de décharge Townsend ,
${\ displaystyle C_ {1}}$ , et sont respectivement la capacité , la résistance et la tension d' alimentation du circuit. ${\ displaystyle R_ {1}}$ ${\ displaystyle V_ {1}}$

Étant donné que la stabilité en température et en temps des caractéristiques des diodes à gaz et des lampes au néon est faible et que la dispersion statistique des tensions de claquage est élevée, la formule ci-dessus ne peut donner qu'une indication qualitative de la fréquence réelle d'oscillation.

Phototubes à gaz

La multiplication des avalanches pendant la décharge Townsend est naturellement utilisée dans les phototubes à gaz , pour amplifier la charge photoélectrique générée par le rayonnement incident (lumière visible ou non) sur la cathode : le courant réalisable est généralement 10 à 20 fois supérieur à celui généré par les phototubes sous vide .

Détecteurs de rayonnement ionisant

Tracé de la variation du courant d'ionisation en fonction de la tension appliquée pour un détecteur de rayonnement gazeux à cylindre à fil coaxial.

Les décharges d'avalanche de Townsend sont fondamentales pour le fonctionnement des détecteurs à ionisation gazeuse tels que le tube Geiger – Müller et le compteur proportionnel pour détecter le rayonnement ionisant ou mesurer son énergie. Le rayonnement incident ionisera des atomes ou des molécules dans le milieu gazeux pour produire des paires d'ions, mais chaque type de détecteur utilise différemment les effets d'avalanche résultants.

Dans le cas d'un tube GM, la force élevée du champ électrique est suffisante pour provoquer une ionisation complète du gaz de remplissage entourant l'anode à partir de la création initiale d'une seule paire d'ions. La sortie du tube GM contient des informations indiquant que l'événement s'est produit, mais aucune information sur l'énergie du rayonnement incident.

Dans le cas des compteurs proportionnels, la création multiple de paires d'ions se produit dans la région de "dérive ionique" près de la cathode. Les géométries du champ électrique et de la chambre sont sélectionnées de telle sorte qu'une "région d'avalanche" est créée à proximité immédiate de l'anode. Un ion négatif dérivant vers l'anode pénètre dans cette région et crée une avalanche localisée qui est indépendante de celles des autres paires d'ions, mais qui peut encore fournir un effet de multiplication. De cette manière, des informations spectroscopiques sur l'énergie du rayonnement incident sont disponibles par l'amplitude de l'impulsion de sortie de chaque événement initiateur.

Le graphique ci-joint montre la variation du courant d'ionisation pour un système de cylindre coaxial. Dans la région de la chambre ionique, il n'y a pas d'avalanches et la tension appliquée ne sert qu'à déplacer les ions vers les électrodes pour empêcher la recomposition. Dans la région proportionnelle, des avalanches localisées se produisent dans l'espace gazeux immédiatement autour de l'anode qui sont numériquement proportionnelles au nombre d'événements ionisants d'origine. L'augmentation de la tension augmente encore le nombre d'avalanches jusqu'à ce que la région de Geiger soit atteinte où le volume total du gaz de remplissage autour des anodes est ionisé, et toutes les informations d'énergie proportionnelle sont perdues. Au-delà de la région de Geiger, le gaz est en décharge continue en raison de la forte intensité du champ électrique.

Voir également

Remarques

Les références

Little, PF (1956). "Effets secondaires". Dans Flügge, Siegfried (éd.). Électronique émission • décharge de gaz I . Handbuch der Physik (Encyclopédie de la physique). XXI . Berlin - Heidelberg - New York : Springer-Verlag . 574–663..
Gewartowski, James W .; Watson, Hugh Alexander (1965). Principes des tubes électroniques: y compris les tubes contrôlés par grille, les tubes micro-ondes et les tubes à gaz . D. Van Nostrand Co., Inc.
Reich, Herbert J. (1944). Théorie et applications des tubes électroniques (2e éd.). McGraw-Hill Co., Inc.Chapitre 11 « Conduction électrique dans les gaz » et chapitre 12 « Tubes et circuits à décharge luminescente et à arc ».
Kuffel, E .; Zaengl, WS; Kuffel, J. (2004). High Voltage Engineering Fundamentals (2e éd.). Butterworth-Heinemann . ISBN 978-0-7506-3634-6.

Liens externes

Simulation montrant les chemins d'électrons pendant une avalanche

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