La descarga de Townsend o avalancha de Townsend es un proceso de ionización de gas en el que los electrones libres son acelerados por un campo eléctrico , chocan con las moléculas de gas y, en consecuencia, liberan electrones adicionales. Estos electrones son a su vez electrones adicionales acelerados y libres. El resultado es una multiplicación de avalanchas que permite la conducción eléctrica a través del gas. La descarga requiere una fuente de electrones libres y un campo eléctrico significativo ; sin ambos, el fenómeno no ocurre.
La descarga de Townsend lleva el nombre de John Sealy Townsend , quien descubrió el mecanismo de ionización fundamental por su trabajo alrededor de 1897 en el Laboratorio Cavendish de Cambridge.
Descripción general del fenómeno
La avalancha se produce en un medio gaseoso que se puede ionizar (como el aire ). El campo eléctrico y el camino libre medio del electrón deben permitir que los electrones libres adquieran un nivel de energía (velocidad) que pueda causar ionización por impacto. Si el campo eléctrico es demasiado pequeño, los electrones no adquieren suficiente energía. Si el camino libre medio es demasiado corto, el electrón cede su energía adquirida en una serie de colisiones no ionizantes. Si el camino libre medio es demasiado largo, entonces el electrón llega al ánodo antes de chocar con otra molécula.
El mecanismo de avalancha se muestra en el diagrama adjunto. El campo eléctrico se aplica a través de un medio gaseoso; Los iones iniciales se crean con radiación ionizante (por ejemplo, rayos cósmicos). Un evento de ionización original produce un par de iones; el ion positivo acelera hacia el cátodo mientras que el electrón libre acelera hacia el ánodo . Si el campo eléctrico es lo suficientemente fuerte, el electrón libre puede ganar suficiente velocidad (energía) para liberar otro electrón la próxima vez que colisione con una molécula. Luego, los dos electrones libres viajan hacia el ánodo y obtienen suficiente energía del campo eléctrico para causar más ionizaciones de impacto, y así sucesivamente. Este proceso es efectivamente una reacción en cadena que genera electrones libres. [1] Inicialmente, el número de colisiones crece exponencialmente. El número total de electrones que llegan al ánodo es igual a 2 n con n el número de colisiones, más el único electrón libre iniciador. Eventualmente, esta relación se romperá: el límite de la multiplicación en una avalancha de electrones se conoce como el límite de Raether .
La avalancha de Townsend puede tener una amplia gama de densidades de corriente. En los tubos habituales llenos de gas , como los que se utilizan como detectores de ionización gaseosa , las magnitudes de las corrientes que fluyen durante este proceso pueden oscilar entre aproximadamente 10-18 amperios y aproximadamente 10-5 amperios. [ cita requerida ]
Descripción cuantitativa del fenómeno
El primer aparato experimental de Townsend consistía en placas paralelas planas que formaban dos lados de una cámara llena de gas . Se conectó una fuente de corriente continua de alto voltaje entre las placas; la placa de voltaje más bajo es el cátodo mientras que la otra es el ánodo . Obligó al cátodo a emitir electrones utilizando el efecto fotoeléctrico al irradiarlo con rayos X , y descubrió que la corriente I que fluía a través de la cámara dependía del campo eléctrico entre las placas. Sin embargo, esta corriente mostró un aumento exponencial a medida que los espacios entre las placas se hicieron pequeños [ disputados ] , lo que llevó a la conclusión de que los iones de gas se estaban multiplicando a medida que se movían entre las placas debido al alto campo eléctrico.
Townsend observó corrientes que variaban exponencialmente en diez o más órdenes de magnitud con un voltaje aplicado constante cuando se variaba la distancia entre las placas. También descubrió que la presión del gas influía en la conducción: era capaz de generar iones en gases a baja presión con un voltaje mucho más bajo que el requerido para generar una chispa. Esta observación anuló el pensamiento convencional sobre la cantidad de corriente que podría conducir un gas irradiado. [2]
Los datos experimentales obtenidos de sus experimentos se describen mediante la siguiente fórmula
dónde
- Yo es la corriente que fluye en el dispositivo,
- I 0 es lacorriente fotoeléctrica generada en lasuperficie del cátodo ,
- e es el número de Euler
- α n es el primer coeficiente de ionización de Townsend , que expresa el número de pares de iones generados por unidad de longitud (por ejemplo, metro) por un ión negativo ( anión ) que se mueve de cátodo a ánodo ,
- d es la distancia entre las placas del dispositivo.
El voltaje casi constante [ ¿cuál? ] entre las placas es igual al voltaje de ruptura necesario para crear una avalancha autosostenida: disminuye cuando la corriente alcanza el régimen de descarga luminiscente . [ aclaración necesaria ] Experimentos posteriores revelaron que la corriente I aumenta más rápido de lo previsto por la fórmula anterior a medida que aumenta la distancia d : se consideraron dos efectos diferentes para modelar mejor la descarga: iones positivos y emisión de cátodo.
Ionización de gas causada por el movimiento de iones positivos.
Townsend propuso la hipótesis de que los iones positivos también producen pares de iones, introduciendo un coeficiente que expresa el número de pares de iones generados por unidad de longitud por un ión positivo ( catión ) que se mueve de ánodo a cátodo . Se encontró la siguiente fórmula
desde , muy de acuerdo con los experimentos.
El primer coeficiente de Townsend (α), también conocido como primer coeficiente de avalancha de Townsend, es un término utilizado cuando se produce la ionización secundaria porque los electrones de ionización primaria obtienen suficiente energía del campo eléctrico acelerado o de la partícula ionizante original. El coeficiente da el número de electrones secundarios producidos por el electrón primario por unidad de longitud del camino.
Emisión de cátodos causada por impacto de iones.
Townsend, Holst y Oosterhuis también plantearon una hipótesis alternativa, considerando la emisión aumentada de electrones por el cátodo causada por el impacto de iones positivos . Esto introdujo el segundo coeficiente de ionización de Townsend ; el número medio de electrones liberados de una superficie por un ión positivo incidente, de acuerdo con la siguiente fórmula:
Se puede pensar que estas dos fórmulas describen casos límite del comportamiento efectivo del proceso: cualquiera de las dos puede usarse para describir los mismos resultados experimentales. En la bibliografía se encuentran otras fórmulas que describen diversos comportamientos intermedios, en particular en la referencia 1 y sus citas.
Condiciones
Una descarga de Townsend solo se puede mantener en un rango limitado de presión de gas e intensidad de campo eléctrico. El gráfico adjunto muestra la variación de la caída de voltaje y las diferentes regiones operativas para un tubo lleno de gas con una presión constante, pero una corriente variable entre sus electrodos. El fenómeno de avalancha de Townsend ocurre en la meseta inclinada BD. Más allá de D, la ionización se mantiene.
A presiones más altas, las descargas ocurren más rápidamente que el tiempo calculado para que los iones atraviesen el espacio entre los electrodos, y se aplica la teoría de la descarga de chispas de Raether , Meek y Loeb. En campos eléctricos altamente no uniformes, es aplicable el proceso de descarga de corona . Consulte Avalancha de electrones para obtener una descripción más detallada de estos mecanismos.
Las descargas en el vacío requieren vaporización e ionización de los átomos de los electrodos. Se puede iniciar un arco sin una descarga Townsend preliminar; por ejemplo, cuando los electrodos se tocan y luego se separan.
Aplicaciones
Tubos de descarga de gas
La partida de descarga Townsend establece el límite superior a la tensión de bloqueo una descarga luminiscente de tubo lleno de gas puede soportar. Este límite es el voltaje de ruptura de descarga de Townsend , también llamado voltaje de encendido del tubo.
La ocurrencia de la descarga de Townsend, que conduce a la ruptura de la descarga luminiscente, da forma a la característica de corriente-voltaje de un tubo de descarga de gas , como una lámpara de neón, de tal manera que tiene una región de resistencia diferencial negativa del tipo S. La resistencia negativa se puede utilizar para generar oscilaciones eléctricas y formas de onda , como en el oscilador de relajación cuyo esquema se muestra en la imagen de la derecha. La oscilación en forma de diente de sierra generada tiene frecuencia
- dónde
- es el voltaje de ruptura de descarga luminiscente ,
- es el voltaje de ruptura de descarga de Townsend ,
- , y son respectivamente la capacitancia , la resistencia y la tensión de alimentación del circuito.
- Dado que la estabilidad de temperatura y tiempo de las características de los diodos de gas y las lámparas de neón es baja, y también la dispersión estadística de los voltajes de ruptura es alta, la fórmula anterior solo puede dar una indicación cualitativa de cuál es la frecuencia real de oscilación.
Fototubos de gas
La multiplicación de avalanchas durante la descarga de Townsend se usa naturalmente en los fototubos de gas , para amplificar la carga fotoeléctrica generada por la radiación incidente (luz visible o no) en el cátodo : la corriente alcanzable es típicamente 10 ~ 20 veces mayor que la generada por los fototubos de vacío .
Detectores de radiaciones ionizantes
Las descargas de avalanchas de Townsend son fundamentales para el funcionamiento de los detectores de ionización gaseosa , como el tubo Geiger-Müller y el contador proporcional, ya sea para detectar la radiación ionizante o medir su energía. La radiación incidente ionizará átomos o moléculas en el medio gaseoso para producir pares de iones, pero cada tipo de detector hace un uso diferente de los efectos de avalancha resultantes.
En el caso de un tubo GM, la alta intensidad del campo eléctrico es suficiente para provocar la ionización completa del gas de relleno que rodea el ánodo a partir de la creación inicial de un solo par de iones. La salida del tubo GM lleva información de que ha ocurrido el evento, pero no información sobre la energía de la radiación incidente. [1]
En el caso de los contadores proporcionales, se produce una creación múltiple de pares de iones en la región de "deriva de iones" cerca del cátodo. El campo eléctrico y las geometrías de la cámara se seleccionan de modo que se cree una "región de avalancha" en la proximidad inmediata del ánodo. Un ión negativo que se desplaza hacia el ánodo entra en esta región y crea una avalancha localizada que es independiente de las de otros pares de iones, pero que aún puede proporcionar un efecto de multiplicación. De esta manera, la información espectroscópica sobre la energía de la radiación incidente está disponible por la magnitud del pulso de salida de cada evento iniciador. [1]
El gráfico adjunto muestra la variación de la corriente de ionización para un sistema de cilindro coaxial. En la región de la cámara de iones, no hay avalanchas y el voltaje aplicado solo sirve para mover los iones hacia los electrodos para evitar que se vuelvan a combinar. En la región proporcional, se producen avalanchas localizadas en el espacio de gas inmediatamente alrededor del ánodo que son numéricamente proporcionales al número de eventos ionizantes originales. El aumento del voltaje aumenta aún más el número de avalanchas hasta que se alcanza la región de Geiger, donde se ioniza el volumen total del gas de relleno alrededor de los ánodos y se pierde toda la información de energía proporcional. [1] Más allá de la región de Geiger, el gas está en descarga continua debido a la alta intensidad del campo eléctrico.
Ver también
- Desglose por avalancha
- Arco eléctrico
- Descarga eléctrica en gases
- Emisión de electrones de campo
- Ley de Paschen
- Efecto fotoeléctrico
- Townsend (unidad)
Notas
- ^ a b c d Glenn F Knoll. Detección y medición de radiación , tercera edición 2000. John Wiley and sons, ISBN 0-471-07338-5
- ^ John Sealy Edward Townsend. 1868-1957 por A. von Engel. Memorias biográficas de miembros de la Royal Society. 1957 3, 256-272
Referencias
- Pequeño, PF (1956). "Efectos secundarios". En Flügge, Siegfried (ed.). Electrones de emisión de gas • descarga I . Handbuch der Physik (Enciclopedia de física). XXI . Berlín - Heidelberg - Nueva York : Springer-Verlag . págs. 574–663..
- Gewartowski, James W .; Watson, Hugh Alexander (1965). Principios de los tubos de electrones: incluidos los tubos controlados por rejilla, los tubos de microondas y los tubos de gas . D. Van Nostrand Co., Inc.
- Reich, Herbert J. (1944). Teoría y aplicaciones de los tubos de electrones (2ª ed.). McGraw-Hill Co., Inc.Capítulo 11 " Conducción eléctrica en gases " y capítulo 12 " Tubos y circuitos de descarga de incandescencia y arco ".
- Kuffel, E .; Zaengl, WS; Kuffel, J. (2004). Fundamentos de la Ingeniería de Alta Tensión (2ª ed.). Butterworth-Heinemann . ISBN 978-0-7506-3634-6.
enlaces externos
- Simulación que muestra las trayectorias de los electrones durante una avalancha