Townsend utsläpp

Lavineffekt i gas som utsätts för joniserande strålning mellan två plattelektroder . Den ursprungliga joniseringshändelsen frigör en elektron, och varje efterföljande kollision frigör ytterligare en elektron, så två elektroner kommer ut från varje kollision för att upprätthålla lavinen.

Inom elektromagnetism är Townsend -urladdningen eller Townsend-lavinen en joniseringsprocess för gaser där fria elektroner accelereras av ett elektriskt fält , kolliderar med gasmolekyler och frigör följaktligen ytterligare elektroner. Dessa elektroner accelereras i sin tur och frigör ytterligare elektroner. Resultatet är en lavinförökning som tillåter elektrisk ledning genom gasen. Urladdningen kräver en källa av fria elektroner och ett betydande elektriskt fält ; utan båda inträffar inte fenomenet.

Townsend-urladdningen är uppkallad efter John Sealy Townsend , som upptäckte den grundläggande joniseringsmekanismen genom sitt arbete circa 1897 vid Cavendish Laboratory, Cambridge.

Allmän beskrivning av fenomenet

Lavinen sker i ett gasformigt medium som kan joniseras (som luft ). Det elektriska fältet och elektronens medelfria väg måste tillåta fria elektroner att få en energinivå (hastighet) som kan orsaka stötjonisering. Om det elektriska fältet är för litet får elektronerna inte tillräckligt med energi. Om den genomsnittliga fria vägen är för kort, ger elektronen upp sin förvärvade energi i en serie icke-joniserande kollisioner. Om medelvägen är för lång, når elektronen anoden innan den kolliderar med en annan molekyl.

Lavinmekanismen visas i det bifogade diagrammet. Det elektriska fältet appliceras över ett gasformigt medium; initiala joner skapas med joniserande strålning (till exempel kosmisk strålning). En ursprunglig joniseringshändelse producerar ett jonpar; den positiva jonen accelererar mot katoden medan den fria elektronen accelererar mot anoden . Om det elektriska fältet är tillräckligt starkt kan den fria elektronen få tillräcklig hastighet (energi) för att frigöra en annan elektron när den nästa kolliderar med en molekyl. De två fria elektronerna färdas sedan mot anoden och får tillräcklig energi från det elektriska fältet för att orsaka ytterligare stötjoniseringar och så vidare. Denna process är faktiskt en kedjereaktion som genererar fria elektroner. Inledningsvis ökar antalet kollisioner exponentiellt. Det totala antalet elektroner som når anoden är lika med 2 ⁿ med n antalet kollisioner, plus den enda initierande fria elektronen. Så småningom kommer detta förhållande att bryta ner - gränsen för multiplikationen i en elektronlavin är känd som Raether-gränsen .

Townsend-lavinen kan ha ett stort utbud av strömtätheter. I vanliga gasfyllda rör , som de som används som gasjoniseringsdetektorer , kan storleken på strömmar som flyter under denna process variera från cirka 10–18 ^ampere till cirka 10–5 ^ampere . ^{[ citat behövs ]}

Kvantitativ beskrivning av fenomenet

Townsends tidiga experimentella apparat bestod av plana parallella plattor som bildar två sidor av en kammare fylld med en gas . En likströms- högspänningskälla var ansluten mellan plattorna; den lägre spänningsplattan är katoden medan den andra var anoden . Han tvingade katoden att avge elektroner med hjälp av den fotoelektriska effekten genom att bestråla den med röntgenstrålar, och han fann att strömmen $I$ som flödade genom kammaren berodde på det elektriska fältet mellan plattorna. Denna ström visade dock en exponentiell ökning när plattornas gap blev små ^{[ omstridda – diskutera ]} , vilket ledde till slutsatsen att gasjonerna multiplicerade när de flyttade mellan plattorna på grund av det höga elektriska fältet.

Townsend observerade strömmar som varierade exponentiellt över tio eller fler storleksordningar med en konstant pålagd spänning när avståndet mellan plattorna varierades. Han upptäckte också att gastrycket påverkade ledning: han kunde generera joner i gaser vid lågt tryck med en mycket lägre spänning än vad som krävdes för att generera en gnista. Denna observation kullkastade konventionellt tänkande om mängden ström som en bestrålad gas kunde leda.

De experimentella data som erhållits från hans experiment beskrivs med följande formel

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

var

$I$ är strömmen som flyter i enheten,
$I 0$ är den fotoelektriska strömmen som genereras vid katodytan ,
$e$ är Eulers nummer
$α n$ är den första Townsend-joniseringskoefficienten , som uttrycker antalet jonpar som genereras per längdenhet (t.ex. meter) av en negativ jon ( anjon ) som rör sig från katod till anod ,
$d$ är avståndet mellan plattorna på enheten.

Den nästan konstanta spänningen ^{[ vilken? ]} mellan plattorna är lika med den genomslagsspänning som behövs för att skapa en självförsörjande lavin: den minskar när strömmen når glödurladdningsregimen . ^{[ förtydligande behövs ]} Efterföljande experiment avslöjade att strömmen $I$ stiger snabbare än förutspått av formeln ovan när avståndet $d$ ökar: två olika effekter övervägdes för att bättre modellera urladdningen: positiva joner och katodemission.

Gasjonisering orsakad av rörelse av positiva joner

Townsend lade fram hypotesen att positiva joner också producerar jonpar, och introducerade en koefficient $\alpha _{p}$ som uttrycker antalet jonpar som genereras per längdenhet av en positiv jon ( katjon ) som rör sig från anod till katod . Följande formel hittades

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

eftersom ${\displaystyle \alpha _{p}\ll \alpha _{n}} ,$ i mycket god överensstämmelse med experiment.

Den första Townsend-koefficienten ( α ), även känd som första Townsend lavinkoefficient är en term som används där sekundär jonisering sker eftersom de primära joniseringselektronerna får tillräckligt med energi från det accelererande elektriska fältet, eller från den ursprungliga joniserande partikeln. Koefficienten anger antalet sekundära elektroner som produceras av primärelektronen per enhet av väglängd.

Katodemission orsakad av jonpåverkan

Townsend, Holst och Oosterhuis lägger också fram en alternativ hypotes, med tanke på den ökade emissionen av elektroner från katoden orsakad av påverkan av positiva joner . Detta introducerade Townsends andra joniseringskoefficient $\epsilon _{i}$ ; det genomsnittliga antalet elektroner som frigörs från en yta av en infallande positiv jon, enligt följande formel:

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

Dessa två formler kan tänkas beskriva begränsande fall av processens effektiva beteende: båda kan användas för att beskriva samma experimentella resultat. Andra formler som beskriver olika intermediära beteenden finns i litteraturen, särskilt i referens 1 och citat däri.

Betingelser

Spännings-strömkarakteristika för elektrisk urladdning i neon vid 1 torr, med två plana elektroder åtskilda med 50 cm. A: slumpmässiga pulser av kosmisk strålning B: mättnadsström C: lavin Townsend-urladdning D: självförsörjande Townsend-urladdning E: instabil region: koronaurladdning F: undernormal glödurladdning G: normal glödurladdning H: onormal glödurladdning I: instabil region: glödbågeövergång J: elektrisk båge K: elektrisk båge A-D region: mörk urladdning ; jonisering inträffar, ström under 10 mikroampere. FH-region: glödurladdning ; plasman avger ett svagt sken. IK-region: ljusbågsurladdning ; stora mängder strålning produceras.

En Townsend-urladdning kan endast upprätthållas över ett begränsat intervall av gastryck och elektrisk fältintensitet. Den bifogade kurvan visar variationen i spänningsfallet och de olika driftsområdena för ett gasfyllt rör med konstant tryck, men en varierande ström mellan dess elektroder. Townsend lavinfenomen förekommer på den sluttande platån BD. Bortom D bibehålls joniseringen.

Vid högre tryck sker urladdningar snabbare än den beräknade tiden för joner att passera gapet mellan elektroderna, och streamerteorin om gnisturladdning från Raether , Meek och Loeb är tillämplig. I mycket ojämna elektriska fält koronaurladdningsprocessen tillämplig. Se Elektronlavin för ytterligare beskrivning av dessa mekanismer.

Urladdningar i vakuum kräver förångning och jonisering av elektrodatomer. En båge kan initieras utan en preliminär Townsend-urladdning; till exempel när elektroder berörs och sedan separeras.

Penning urladdning

I närvaro av ett magnetfält kan sannolikheten för att en lavinladdning inträffar under högvakuumförhållanden ökas genom ett fenomen som kallas Penning-urladdning. Detta inträffar när elektroner kan fångas inom ett potentialminimum och därigenom förlänga den genomsnittliga fria vägen för elektronerna [Fränkle 2014].

Ansökningar

Gasurladdningsrör

Starten av Townsend-urladdningen sätter den övre gränsen för blockeringsspänningen som ett glödurladdningsgasfyllt rör tål . Denna gräns är Townsends urladdningsgenomslagsspänning , även kallad rörets tändspänning .

Neonlampa/kallkatod gasdiod relaxationsoscillator

Förekomsten av Townsend-urladdning, vilket leder till glödurladdningsnedbrytning , formar ström-spänningskarakteristiken för ett gasurladdningsrör såsom en neonlampa på ett sätt så att det har ett negativt differentialmotståndsområde av S-typ. Det negativa motståndet kan användas för att generera elektriska svängningar och vågformer , som i relaxationsoscillatorn vars schema visas i bilden till höger. Den sågtandsformade oscillationen som genereras har frekvens

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

var

$V_{\text{GLOW}}$ är glödurladdningens genombrottsspänning ,
$V_{\text{TWN}}$ är Townsends urladdningsavbrottsspänning ,
$\displaystyle C_{1}}$ { , $R_{1}$ och $V_{1}$ är respektive kapacitans , resistans och matningsspänning för kretsen.

Eftersom temperatur- och tidsstabiliteten för egenskaperna hos gasdioder och neonlampor är låg, och även den statistiska spridningen av genombrottsspänningar är hög, kan ovanstående formel bara ge en kvalitativ indikation på vad den verkliga svängningsfrekvensen är.

Gasfotorör

Lavinmultiplikation under Townsend-urladdning används naturligt i gasfotorör , för att förstärka den fotoelektriska laddningen som genereras av infallande strålning (synligt ljus eller inte) på katoden : uppnåbar ström är typiskt 10~20 gånger större i förhållande till den som genereras av vakuumfotorör .

Detektorer för joniserande strålning

Variationsdiagram av joniseringsström mot pålagd spänning för en gasformig strålningsdetektor för koaxialtråd.

Townsend lavinurladdningar är grundläggande för driften av gasformiga joniseringsdetektorer som Geiger-Müller-röret och proportionellräknaren för att antingen detektera joniserande strålning eller mäta dess energi. Den infallande strålningen kommer att jonisera atomer eller molekyler i det gasformiga mediet för att producera jonpar, men varje detektortyp använder sig olika av de resulterande lavineffekterna.

I fallet med ett GM-rör är den höga elektriska fältstyrkan tillräcklig för att orsaka fullständig jonisering av fyllgasen som omger anoden från den första skapandet av bara ett jonpar. GM-rörutgången bär information om att händelsen har inträffat, men ingen information om energin hos den infallande strålningen.

I fallet med proportionella räknare sker multipel skapande av jonpar i "jondrift"-området nära katoden. Det elektriska fältet och kammargeometrierna väljs så att ett "lavinområde" skapas i omedelbar närhet av anoden. En negativ jon som driver mot anoden kommer in i denna region och skapar en lokaliserad lavin som är oberoende av de från andra jonpar, men som ändå kan ge en multiplikationseffekt. På detta sätt är spektroskopisk information om energin hos den infallande strålningen tillgänglig genom storleken på utpulsen från varje initierande händelse.

Den bifogade kurvan visar variationen av joniseringsströmmen för ett koaxiellt cylindersystem. I jonkammarregionen förekommer inga laviner och den pålagda spänningen tjänar endast till att flytta jonerna mot elektroderna för att förhindra rekombination. I det proportionella området uppstår lokala laviner i gasutrymmet omedelbart runt anoden som är numeriskt proportionella mot antalet ursprungliga joniserande händelser. Ökning av spänningen ökar antalet laviner ytterligare tills Geigerregionen nås där hela volymen av påfyllningsgasen runt anoderna joniseras, och all proportionell energiinformation går förlorad. Bortom Geigerregionen är gasen i kontinuerlig urladdning på grund av den höga elektriska fältstyrkan.

Se även

Anteckningar

Little, PF (1956). "Sekundära effekter". I Flügge, Siegfried (red.). Elektronutsläpp • Gasurladdningar I . Handbuch der Physik (Encyclopedia of Physics). Vol. XXI. Berlin - Heidelberg - New York City : Springer-Verlag . s. 574–663. .
Gewartowski, James W.; Watson, Hugh Alexander (1965). Principer för elektronrör: Inklusive nätstyrda rör, mikrovågsrör och gasrör . D. Van Nostrand Co., Inc.
Reich, Herbert J. (1944). Teori och tillämpningar av elektronrör (2:a uppl.). McGraw-Hill Co., Inc. Kapitel 11 " Elektrisk ledning i gaser " och kapitel 12 " Glöd- och ljusbågarladdningsrör och kretsar" .
Kuffel, E.; Zaengl, WS; Kuffel, J. (2004). High Voltage Engineering Fundamentals (2nd ed.). Butterworth-Heinemann . ISBN 978-0-7506-3634-6 .
Frankle, FM, et al. (2014). "Penning urladdning i KATRIN pre-spektrometer" . Journal of Instrumentation . 9 (7): P07028. Bibcode : 2014JInst...9P7028F . doi : 10.1088/1748-0221/9/07/P07028 . S2CID 123114495 . Hämtad 15 december 2021 .

externa länkar

Simulering som visar elektronbanor under lavin