タウンゼント退院

電磁気学において、タウンゼント放電またはタウンゼント雪崩は、自由電子が電界によって加速され、ガス分子と衝突して、追加の電子を解放するガスのイオン化プロセスです。これらの電子は、今度は加速され、追加の電子を解放します。その結果、雪崩の増幅が起こり、ガスを介した電気伝導が大幅に増加します。放電には自由電子の供給源と強力な電界が必要です。両方がなければ、この現象は発生しません。

タウンゼント放電は、 1897 年頃にケンブリッジのキャベンディッシュ研究所で基本的なイオン化メカニズムを発見したジョン・シーリー・タウンゼントにちなんで名付けられました。

雪崩は、イオン化できる気体媒体（空気など）で発生します。電界と電子の平均自由行程により、自由電子は衝撃イオン化を引き起こすエネルギーレベル（速度）を獲得できる必要があります。電界が小さすぎると、電子は十分なエネルギーを獲得できません。平均自由行程が短すぎると、電子は獲得したエネルギーを一連の非イオン化衝突で放棄します。平均自由行程が長すぎると、電子は別の分子と衝突する前に陽極に到達します。

雪崩のメカニズムは添付の図に示されています。電場がガス媒体に適用されます。最初のイオンは電離放射線 (たとえば、宇宙線) によって生成されます。最初の電離イベントによりイオンペアが生成されます。正イオンは陰極に向かって加速し、自由電子は陽極に向かって加速します。電場が十分に強い場合、自由電子は十分な速度 (エネルギー) を獲得して、次に分子に衝突したときに別の電子を解放することができます。次に、2 つの自由電子は陽極に向かって移動し、電場から十分なエネルギーを得て、さらに衝突電離を引き起こします。このプロセスが繰り返されます。このプロセスは、事実上、自由電子を生成する連鎖反応です。 ^[1]最初は衝突の数が指数関数的に増加しますが、最終的にこの関係は崩れます。電子雪崩における増殖の限界は、Raether 限界として知られています。

タウンゼント雪崩は、広範囲の電流密度を持つ可能性があります。ガスイオン化検出器として使用されるような一般的なガス充填管では、このプロセス中に流れる電流の大きさは約 10 ⁻¹⁸から10 ⁻⁵アンペアの範囲になります。 ^{[引用が必要]}

タウンゼントの初期の実験装置は、ガスで満たされたチャンバーの両側を形成する平行平板で構成されていました。直流高電圧源がプレート間に接続され、低電圧プレートが陰極、高電圧プレートが陽極になります。タウンゼントは、陰極にX線を照射して光電効果で電子を放出させ、チャンバーを流れる電流がプレート間の電界に依存することを発見しました。しかし、この電流はプレートの隙間が小さくなるにつれて指数関数的に増加しました^{[異論あり–議論]}。このことから、ガスイオンは高電界のためにプレート間を移動する際に増殖しているという結論に至りました。

タウンゼントは、プレート間の距離を変えると、一定の電圧を印加した状態で電流が10桁以上指数関数的に変化することを観察した。また、ガス圧が伝導に影響を与えることも発見した。彼は、火花を発生させるのに必要な電圧よりもはるかに低い電圧で、低圧のガス中にイオンを発生させることができた。この観察は、照射されたガスが伝導できる電流量に関する従来の考えを覆した。^[2]

彼の実験から得られた実験データは、次の式で表されます。

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

どこ

• Iはデバイスに流れる電流であり、
• I _{0 は}陰極表面で発生する光電流であり、
• eはオイラー数であり、
• α _{n は}タウンゼントの第一イオン化係数であり、陰極から陽極へ移動する負イオン（アニオン）によって単位長さ（例えばメートル）あたりに生成されるイオン対の数を表し、
• d はデバイスのプレート間の距離です。

プレート間のほぼ一定の電圧^{[これは？ ]}は、自立的な雪崩を発生させるのに必要な破壊電圧に等しく、電流がグロー放電領域に達すると低下します。^{[説明が必要]}その後の実験で、距離dが増加すると、電流I は上記の式で予測されるよりも速く上昇することが明らかになりました。放電をより適切にモデル化するために、正イオンと陰極放出という 2 つの異なる効果が考慮されました。

タウンゼントは、陽イオンもイオン対を生成するという仮説を提唱し、陽イオン（カチオン）が陽極から陰極に移動するごとに生成されるイオン対の数を表す係数を導入しました。次の式が見つかりました。 ${\displaystyle \alpha_{p}}$

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

、実験と非常によく一致しています 。${\displaystyle \alpha _{p}\ll \alpha _{n}}$

第一タウンゼント係数(α) は、第一タウンゼント雪崩係数とも呼ばれ、一次イオン化電子が加速電界または元のイオン化粒子から十分なエネルギーを得るため二次イオン化が発生する場合に使用される用語です。この係数は、単位経路長あたりに一次電子によって生成される二次電子の数を示します。

タウンゼント、ホルスト、オースターハウスも、正イオンの衝突によって陰極から放出される電子の増加を考慮した別の仮説を提唱した。これにより、タウンゼントの第二イオン化係数が導入された。これは、入射する正イオンによって表面から放出される電子の平均数であり、次の式で表される。 ${\displaystyle \epsilon_{i}}$

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

これら 2 つの式は、プロセスの有効な動作の限界ケースを記述するものとして考えることができます。どちらを使用しても同じ実験結果を記述できます。さまざまな中間動作を記述するその他の式は、文献、特に参考文献 1 とその中の引用文献に記載されています。

タウンゼント放電は、限られた範囲のガス圧と電界強度でのみ持続できます。添付の​​グラフは、圧力は一定だが電極間の電流が変化するガス充填チューブの電圧降下の変化とさまざまな動作領域を示しています。タウンゼント雪崩現象は、傾斜したプラトー BD で発生します。D を超えると、イオン化が持続します。

高圧では、イオンが電極間のギャップを通過する計算時間よりも速く放電が発生し、Raether 、Meek、Loebの火花放電のストリーマ理論が適用できます。非常に不均一な電界では、コロナ放電プロセスが適用できます。これらのメカニズムの詳細については、 「電子なだれ」を参照してください。

真空中での放電には、電極原子の蒸発とイオン化が必要です。たとえば、電極が接触してから離れる場合、予備的なタウンゼント放電がなくてもアークが発生する可能性があります。

磁場が存在すると、ペニング放電と呼ばれる現象により、高真空条件下でのアバランシェ放電の発生確率が高まります。これは、電子が電位最小値内に閉じ込められ、電子の平均自由行程が長くなる場合に発生します [Fränkle 2014]。

タウンゼント放電の開始により、グロー放電ガスを充填した管が耐えられるブロッキング電圧の上限が設定されます。この制限は、タウンゼント放電ブレークダウン電圧、つまり管の 点火電圧とも呼ばれます。

タウンゼント放電の発生はグロー放電破壊につながり、ネオンランプなどのガス放電管の電流電圧特性は負性微分抵抗領域を持つように形成される。負性抵抗は、右の図に回路図を示す緩和発振器のように、電気振動や波形を生成するために使用できる。生成される鋸歯状振動の周波数は

${\displaystyle f\cong {\frac {1}{R_{1}C_{1}\ln {\frac {V_{1}-V_{\text{GLOW}}}{V_{1}-V_{\テキスト{TWN}}}}}},}$

どこ

• ${\displaystyle V_{\text{GLOW}}}$グロー放電 破壊電圧は、
• ${\displaystyle V_{\text{TWN}}}$はタウンゼント放電破壊電圧であり、
• ${\displaystyle C_{1}}$、およびはそれぞれ回路の静電容量、抵抗、および電源電圧です。${\displaystyle R_{1}}$${\displaystyle V_{1}}$

ガスダイオードやネオンランプの特性の温度および時間安定性は低く、また破壊電圧の統計的分散も大きいため、上記の式は実際の振動周波数が何であるかを定性的に示すことしかできません。

タウンゼント放電中のアバランシェ増倍は、ガス光電管で自然に使用され、陰極への入射放射線（可視光または非可視光）によって生成された光電荷を増幅します。達成可能な電流は、通常、真空光電管によって生成される電流の 10 ～ 20 倍になります。

タウンゼント雪崩放電は、ガイガー・ミュラー管や比例計数管などのガスイオン化検出器が電離放射線を検出したりそのエネルギーを測定したりする上で基本的な動作です。入射放射線はガス媒体内の原子または分子をイオン化してイオン対を生成しますが、結果として生じる雪崩効果は検出器の種類によって異なる方法で利用されます。

GM管の場合、高電界強度は、最初の1つのイオン対の生成から陽極周囲の充填ガスの完全なイオン化を引き起こすのに十分です。GM管の出力は、イベントが発生したという情報を伝えますが、入射放射線のエネルギーに関する情報は伝えません。^[1]

比例計数管の場合、陰極付近の「イオンドリフト」領域でイオン対が複数生成されます。電界とチャンバーの形状は、陽極のすぐ近くに「雪崩領域」が形成されるように選択されます。陽極に向かって漂う負イオンがこの領域に入り、他のイオン対とは独立して局所的な雪崩を発生させますが、それでも増倍効果をもたらす可能性があります。このようにして、入射放射線のエネルギーに関する分光学的情報は、各開始イベントからの出力パルスの大きさによって得られます。^[1]

添付のグラフは、同軸シリンダー システムのイオン化電流の変化を示しています。イオン室領域では、雪崩は発生せず、印加電圧はイオンを電極に向かって移動させて再結合を防ぐ役割のみを果たします。比例領域では、アノードのすぐ周囲のガス空間で局所的な雪崩が発生し、数値的には元のイオン化イベントの数に比例します。電圧を上げると、雪崩の数はさらに増加し​​、ガイガー領域に達すると、アノード周囲の充填ガスの全量がイオン化され、比例エネルギー情報はすべて失われます。^[1]ガイガー領域を超えると、高電界強度のためガスは連続放電状態になります。

• 雪崩の内訳
• 電気アーク
• ガス中の放電
• 電界電子放出
• パッシェンの法則
• 光電効果
• タウンゼント（ユニット）

• リトル、PF (1956)。 「二次効果」。 『Flügge』にて、ジークフリート（編）。電子放出 • ガスの放出 I。 Handbuch der Physik (物理学百科事典)。 Vol. XXI.ベルリン-ハイデルベルク-ニューヨーク市: Springer-Verlag。 574–663ページ。。
• Gewartowski, James W.; Watson, Hugh Alexander (1965)。電子管の原理: グリッド制御管、マイクロ波管、ガス管を含む。D. Van Nostrand Co., Inc.
• ライヒ、ハーバート J. (1944)。電子管の理論と応用(第 2 版)。McGraw-Hill Co., Inc.第 11 章「ガス中の電気伝導」および第 12 章「グロー放電管とアーク放電管および回路」。
• Kuffel, E.; Zaengl, WS; Kuffel, J. (2004).高電圧工学の基礎(第 2 版). Butterworth-Heinemann . ISBN 978-0-7506-3634-6。
• Frankle, FM, et al. (2014). 「KATRIN前置分光計におけるペニング放電」Journal of Instrumentation . 9 (7): P07028. Bibcode :2014JInst...9P7028F. doi :10.1088/1748-0221/9/07/P07028. S2CID  123114495 . 2021年12月15日閲覧。

• 雪崩中の電子の経路を示すシミュレーション