Processus d’amplification

Une fois arriv´ee dans l’´etage d’amplification, les ´electrons sont acc´el´er´es sous l’action du fort champ ´electrique (quelques dizaines de kV/cm). Ils acqui`erent alors suffisam-ment d’´energie cin´etique pour ioniser les atomes de gaz. Les ´electrons ainsi cr´e´es sont

`a leurs tours acc´el´er´es (entre deux chocs cons´ecutifs) et engendrent de nouvelles paires

´electron-ion. Ce processus se produit plusieurs fois, aboutissant `a ce que l’on appelle com-mun´ement : une avalanche ´electronique. Cette section est consacr´ee `a la description de la multiplication des charges primaires et le gain d’amplification sera introduit ainsi que lecoefficient de Townsend. Nous verrons ´egalement que la stabilit´e de l’avalanche est tr`es sensible au m´elange gazeux utilis´e :rˆole du “quencheur”.

Gain d’amplification et coefficient de Townsend

Dans le cas de MICROMEGAS, nous pouvons consid´erer que, mis `a part au voisinage de la micro-grille o`u les lignes de champ sont quelque peu distordues (Cf. Fig. 1.9), le champ est uniforme entre les ´electrodes d´efinissant l’´etage d’amplification. Par cons´equent, si n est le nombre d’´electrons `a une position donn´ee, apr`es un parcoursdz, l’augmentation du

nombre d’´electronsdn s’´ecrit :

dn=nαTdz (1.16)

Apr`es int´egration

n =nee^αTz (1.17)

O`u αT, appel´e premier coefficient de Townsend, repr´esente l’inverse du libre parcours moyen entre deux ionisations. On d´efinit le gain d’amplificationGcomme ´etant le nombre moyen d’´electrons cr´e´es dans l’avalanche par ´electron incident ne :

G= n ne

=e^αTz (1.18)

Au voisinage de la micro-grille, sur une distance de quelques microm`etres (' au pas de la grille) le champ n’est pas tout `a fait uniforme et le coefficient de Townsend d´epend alors de la position z. Le gain d’amplification devient alors :

G=exp[

Z z2

z1

αT(z)dz] (1.19)

Pour un m´elange gazeux donn´e,αT d´epend uniquement du champ d’amplification et de la pression du gaz et peut ˆetre simul´e par MAGBOLTZ. La figure 1.10 montre le coefficient de Townsend (αT) et l’attachement ´electronique (η) simul´es pour le m´elange Ne+10%CO2

op´erant `a 1 atmosph`ere. Cette simulation permet de calculer ces deux param`etres avec une bonne pr´ecision, mais elle est (pour la plupart des m´elanges gazeux) insuffisante pour simuler le gain du d´etecteur. En effet, suivant le m´elange gazeux utilis´e, une partie plus ou moins grande des charges contenues dans l’avalanche sont issues de m´ecanismes d’io-nisation, dits “indirects”, g´en´er´es par les nombreux photons pr´esents dans une avalanche qui ne sont pas pris en compte dans MAGBOLTZ. Le plus important de ces processus est l’effet Penning, pr´ec´edemment d´ecrit.

Rˆole du “quencheur”

La multiplication des charges dans un d´etecteur gazeux tel que MICROMEGAS est bas´ee sur de nombreuses collisions ionisantes des ´electrons acc´el´er´es sur les mol´ecules du gaz.

Cependant, des collisions non ionisantes aboutissant `a une simple excitation de la mol´e-cule de gaz sont fr´equentes. Dans certaines occasions, les photons (visible ou ultra-violet) de relaxation de ces ´etats excit´es peuvent engendrer de nouveaux ´electrons par effet pho-to´electrique sur les ´electrodes d´efinissant l’´etage d’amplification ou par simple ionisation dans le gaz [Kno00]. Ces ´electrons g´en`erent des avalanches secondaires conduisant `a une

Fig. 1.10 – Premier coefficient de Townsend et attachement ´electronique du Ne+10%CO2 simul´e par le programme MAGBOLTZ.

densit´e de charge tr`es ´elev´ee qui peut conduire `a la divergence du m´ecanisme d’avalanche.

Un arc ´electrique apparaˆıt alors entre les ´electrodes constituant l’´etage d’amplification.

Une limite, ph´em´enologique, celle de Raether, ´evalue la charge maximale contenue dans l’avalanche entre 10⁷−10⁸ ´electrons [Rae64,Ree73]. Suivant la port´ee de l’absorption de ces photons, deux m´ecanismes de saturation des charges sont envisageables en fonction de la nature du m´elange gazeux et de sa pression :

– si les photons sont absorb´es `a grande distance de l’avalanche primaire, des avalanches secondaires se propagent `a l’ensemble du d´etecteur : c’est le mode Geiger-M¨uller. Ce mode est notamment privil´egi´e pour une faible pression du gaz (P .1 atmosphere).

– En revanche, dans le cas d’une plus courte port´ee avant absorption des photons, un ph´e-nom`ene d’empilement d’avalanches, tr`es localis´e, a lieu conduisant `a une accumulation d’ions dans l’espace d’amplification. Ceci conduit `a une charge d’espace importante qui

´ecrante le champ ´electrique et tue le processus d’amplification des charges. Ce mode se produit g´en´eralement pour des pressions ´elev´ees et est appel´e couramment : mode

“streamer”. Il est fr´equemment rencontr´e dans les d´etecteurs `a plaques parall`eles et a fait l’objet de nombreuses ´etudes [FVR97, F⁺91].

Nous aborderons, plus en d´etails, la description du ph´enom`ene des d´echarges au chapitre 4 ainsi que de leurs implications sur les performances du d´etecteur.

Fig. 1.11 – Section efficace d’interaction des ´electrons pour la mol´ecule de CO2 [Mag04].

Afin de neutraliser, le caract`ere divergent d’une avalanche, on ajoute au gaz noble, une faible proportion d’un gaz comportant des mol´ecules polyatomiques, appel´e “gaz quen-cheur”. Ces mol´ecules poss`edent g´en´eralement de nombreux modes d’excitations rotation-nels et vibrationrotation-nels qui permettent de dissiper l’´energie des photons de d´esexcitation du gaz noble. Ceci permet d’accroˆıtre la dynamique pour laquelle le d´etecteur fonctionne en r´egime proportionnel et retarde l’apparition des r´egimes satur´es (Geiger-M¨uller ou “strea-mer”). Les gaz `a mol´ecules organiques comme le m´ethane (CH4), l’´ethane (C2H6), ou l’isobutane (iC4H10) sont de tr`es bons candidats, seulement, ce sont des gaz inflammables pr´esentant des contraintes non n´egligeables de s´ecurit´e. En revanche, le dioxyde de car-bone (CO₂) ne pr´esente aucune pr´ecaution particuli`ere `a l’usage tout en poss´edant de tr`es nombreux modes rotationnels et vibrationnels, comme nous pouvons le constater sur la figure 1.11repr´esentant les diff´erentes sections efficaces d’interaction des ´electrons et une mol´ecule deCO2.