Geiger-Müller-rør

Et Geiger-Müller (GM)-rør eller en Geigerteller er en type strålingsdetektor som kan brukes til å detektere alle typer ioniserende stråling som beta-, alfa-, gamma- og nøytronstråling. Den første versjonen av GM-røret ble utviklet i 1908 av Hans Geiger. Den var i stand til å detektere kun alfapartikler. Senere, i 1928 ble det introdusert en forbedret versjon av Hans Geiger og Walther Müller som kunne detektere alle typer ioniserende stråling. GM-røret er på lik linje med ionisasjonskamre og proporsjonale tellere en gassfylt strålingsdetektor.^[1] GM-røret har vanligvis en sylindrisk form, men det eksisterer også noen typer som har forskjellige utforming, f.eks. pannekake telleren. I tillegg, finnes det mange forskjellige typer GM-rør som er tilpasset forskjellige anvendelser.^[2] Utformingen av detektoren avhenger i stor grad av type stråling som detekteres. GM-rør er oftest det beste alternativet når det skal lages enkle og økonomiske strålingsdeteksjonssystemer som ikke krever energisensitivitet.^[3] Dette skyldes at disse detektorene er robuste og veldig økonomiske. GM-rørets begrensninger er imidlertid dets lange dødtid, begrensede levetid og svake stoppeeffektivitet for gammastråling.

Beskrivelse og Virkemåte

GM tellere består av to elektroder; en tynn anode og en katode som omringer anoden. Anoden er støttet fra den ene enden og er elektrisk isolert fra katoden. Rommet mellom anoden og katoden er fylt med en bestemt type gass som egentlig er detektorens sensitive volum der deteksjon av ioniserende stråling finner sted. Detektoren forsynes med høyspenning mellom anoden og katoden ved hjelp av en ekstern generator. Størrelsen på denne høyspenningen avhenger av ulike faktorer slik som detektorens størrelse, fyllgassens sammensetning og trykk. Høyspenningen setter opp et elektrisk felt inne i detektoren. Dette feltet går fra anoden til katoden og er sterkest i nærheten av anoden på grunn av den sylindriske geometrien.

Hvis r er avstanden fra anoden, a er anodens radius, b er GM-rørets indre radius og V er spenningen så kan størrelsen på det lokale elektriske feltet ved et vilkårlig punkt i det sensitive volumet beregnes slik:

$\epsilon (r)\,\!={V \over r~ln(b/a)}$

Når r øker så minker størrelsen på det elektriske feltet og den minimale verdien finnes da ved katodens indre overflate.

Når en innkommende partikkel kolliderer med et av gassmolekylene i det sensitive volumet dannes det et ionepar, dvs. ett fritt elektron og et positivt ladet ion, som da blir tiltrukket til deres respektive elektroder som følge av det elektriske feltet. Med andre ord blir det frie elektronet tiltrukket til anoden mens det positive ionet blir tiltrukket til katoden. Underveis vil det elektriske feltet i tillegg akselerere både det frie elektronet og det positive ionet. På grunn av den store massen er imidlertid hastighetsøkningen til det positive ionet betydelig mindre enn hastighetsøkningen til det frie elektronet. Dette betyr at det akselererte elektronet kan kollidere med flere gassatomer underveis mot anoden. Dette vil føre til at flere ionepar dannes i gassen. Denne prosessen kalles også Townsend skred. I tillegg kan de eksiterte gassatomene henfalle til grunntilstanden ved utsendelse av UV-fotoner som også kan absorberes gjennom fotoelektrisk effekt andre steder i det sensitive volumet eller i katoden. Produktet er da et fritt elektron og et positivt ladet gassatom, dvs. et ionepar. Disse UV-fotonene vil forplante seg langs hele det sensitive volumet til detektoren og føre til flere Townsend skred. Dermed er tellerens hele sensitive volum involvert i deteksjonsprosessen. Denne prosessen er også kalt som gassmultiplikasjon som forteller hvor mange ionepar dannes i fyllgassen per innkommende partikkel. For eksempel er multiplikasjonsfaktoren til proporsjonale tellere på $10^{2}-10^{4}$ ganske ubetydelig i forhold til GM-rør som har en multiplikasjonsfaktor på $10^{6}-10^{8}$ . Alle ladningene som er produsert i løpet av denne gassmultiplikasjonsprosessen, skal etter en viss tid (noen mikrosekunder) samles ved de respektive elektrodene. Det dannes da en viss strøm i detektoren som kan måles ved hjelp av andre eksterne elektroniske komponenter.

Mekanismen som avslutter signaldannelsen er på en måte selve gassmultiplikasjonen. I denne gassmultiplikasjonsprosessen dannes det flere ionepar. Forplantningen av de positive ionene gjennom fyllgassen skjer mye saktere enn forplantningen av de negative elektronene. Tiden som trengs for å samle alle negative elektroner ved anoden er langt mindre enn den tiden som trengs for å samle alle positive ioner ved katoden. Dette fører til dannelse av en positivt ladet ionesky rundt anoden som reduserer størrelsen på det elektriske feltet rundt anoden til en verdi som er langt mindre enn den kritiske verdien som trengs for videre dannelse av ionepar. Denne situasjonen kan visualiseres ved at den positive ioneskyen fører til en midlertidig økning i anodens tykkelse som svekker det elektriske feltet. For en gitt høyspenning trengs det til enhver tid et bestemt antall positive ioner for å avslutte gassmultiplikasjonsprosessen. Dette vil si at hver eneste gang fyllgassen ioniseres så må det samles ca. samme antall ladninger ved elektrodene for at det elektriske feltet faller under den kritiske verdien. Alle pulser som genereres av et GM-rør har derfor samme amplitude. Disse pulsene kan dermed ikke gi informasjon om egenskapene til den innkommende strålingen. Disse detektorene sies derfor å være ikke-energisensitive og kan ikke anvendes i tilfeller som krever ulike respons ved ulike strålingsenergier, f. eks. gammaspektroskopi. Dessuten kan de ikke brukes til å skille mellom forskjellige typer ioniserende stråling. GM detektorer kan bare fortelle oss hvorvidt det finnes stråling til stede og styrken på dette strålingsfeltet.

For ett gitt GM-rør øker pulsamplituden når høyspenningen økes. Dette er fordi en større høyspenning fører, i utgangspunktet, til et sterkere elektrisk felt inne i detektoren. Da må det dannes en enda tettere positiv ionesky rundt anoden før det elektriske feltet faller under den kritiske verdien. Overspenning er definert som differansen mellom den høyspenningen som detektoren forsynes med og den minimale høyspenningen som trengs for signaldannelse, og pulsamplituden øker omtrent proporsjonalt med denne overspenningen.

Vanligvis blir edelgasser foretrukket som fyllgass i GM-rør. De vanligste edelgassene som blir brukt som fyllgass i GM-rør er argon, neon og helium. Den gjennomsnittlige forandringen i elektronenergien i fyllgassen avhenger av forholdet mellom størrelsen på det elektriske feltet og gasstrykket (E/p). Høyere gasstrykk krever dermed sterkere elektrisk felt for å produsere et gitt antall eksiterte gassmolekyler i et gitt akselerasjonsvolum. Derfor konstrueres forseglede GM-rør med gasstrykk mye lavere enn det atmosfæriske trykket. Dette sørger for at gassmultiplikasjonen skjer ved mye svakere elektrisk felt, altså ved mye lavere høyspenning. I permanente installasjoner der GM-rør anvendes for måling av stråling er det viktig å velge en passende høyspenningsverdi. Ionepar som er produsert i fyllgassen vil gå gjennom rekombinasjon og danne nøytrale atomer dersom det elektriske feltet er altfor svakt. Det elektriske feltet mellom anoden og katoden må derfor være høy nok til at ionepar som dannes i gassen separeres og tiltrekkes til de respektive elektrodene.

Slukking og Dødtid

Den typiske dødtiden og gjenopprettelsestiden til et GM-rør.

Så snart de positive ionene når katoden blir disse nøytralisert i katodens indre eller ytre overflater gjennom kollisjoner med atomene i katoden. Ionene tar opp elektroner fra katodeoverflaten, og i denne prosessen blir en viss energimengde frigjort. Denne energien kan formuleres slik:

$\epsilon =I_{gass}-E^{'}$

der $I_{gass}$ er ionisasjonsenergien til gassmolekylene, $E^{'}$ er den energien som trengs for å frigjøre et elektron fra katodeoverflaten og $\epsilon$ er den energien som er frigjort når de positive ionene nøytraliseres i katoden. Det er en viss sannsynlighet for at det blir frigjort flere elektroner fra katoden dersom den frigjorte energien er større enn den energien som trengs for å rive et elektron fra katodeoverflaten. Dette kalles også arbeidsfunksjon. Denne sannsynligheten er veldig liten, men den høye ionetettheten i katoden sørger for at det er en god sjanse for at det blir frigjort minst ett elektron fra katoden under nøytraliseringsprosessen. Dette elektronet kan da penetrere helt inn til fyllgassen der det blir akselerert mot anoden ved hjelp av det elektriske feltet mellom katoden og anoden. I nærheten av anoden vil elektronet produsere et Townsend skred som da kan føre til en repetisjon av hele deteksjonsmekanismen. I teorien er det mulig for et GM-rør å produsere slike kontinuerlige repetitive pulser etter den initiale syklusen. Dette er selvsagt uønsket og kan forebygges enten gjennom den såkalte ekstern slukking eller intern slukking. Ekstern slukking betyr at høyspenningen som GM-røret forsynes med, blir redusert til under den kritiske verdien i en viss periode. Dette må gjøres umiddelbart etter at en puls er registrert i de eksterne sensorene. Høyspenningen kan først økes til den normale verdien når alle positive ioner er nøytralisert i katoden og alle elektroner er samlet i anodeoverflaten. Det svakere elektriske feltet i fyllgassen vil da forebygge videre dannelse av flere skred. Intern slukking kan gjennomføres ved tilsetting av en annen komponent i fyllgassen. Denne komponenten kalles ”slukkegass” og har som funksjon å forebygge produksjon av kontinuerlige pulser i GM-røret. Denne slukkekomponenten har et ionisasjonspotensial som er lavere enn ionisasjonspotensialet til den primære fyllgassen. En viss konsentrasjon (vanligvis 5-10 %) av slukkekomponenten skal sørge for at alle de positive fyllgass ionene kolliderer med slukkegass atomene mens de forplanter seg mot katoden og blir nøytralisert der. Da er det i stedet de positivt ladde slukkegassionene som blir tiltrukket til katoden. Disse slukkegassmolekylene har mye mer komplekse strukturer enn de vanlige fyllgassmolekylene. Dette fører til at den frigjorte energien går med til å bryte disse komplekse molekylene ned. På denne måten blir frigjøring av flere elektroner fra katoden forbygget.

Alle GM-rør som anvendes i praksis inneholder derfor denne slukkekomponenten. I mange kommersielle utgaver av GM-rør ble det brukt organiske gasser (f. eks. etylalkohol) som slukkegass. Ulempen med å anvende organiske gasser er at disse blir gradvis brukt opp under nedbrytingen. Dette begrenser levetiden til denne type GM-rør. Den gjennomsnittlige levetiden til et GM-rør som bruker en organisk slukkegass re ca. $10^{9}$ tellinger. I dag bruker, imidlertid, de fleste kommersielle GM-rør halogengass som slukkegass (f. eks. klor og brom). Fordelen med å bruke disse er rett og slett økt levetid og mer stabil operasjon. Dette er fordi halogengassmolekylene kan rekombineres spontant etter nedbrytingen i katoden.

En av de største begrensningene til GM-rør er imidlertid deres lange dødtid. Dødtiden er definert som den perioden der detektoren er ufølsom for innkommende stråling. En lang dødtid vil da bety en lengre ufølsomhetsperiode. Hovedårsaken til den betydelige dødtiden i GM-rør er selve positive ioneskyen som omringer anoden og avslutter gassmultiplikasjonsprosessen ved å redusere det elektriske feltet i detektoren. Når en puls med full amplitude er registrert er det elektriske feltet så svak i nærheten av anoden at det ikke er mulig for detektoren å produsere en annen puls. Etter hvert begynner de positive ionene å forplante seg mot katoden og styrken til det elektriske feltet begynner å øke igjen. Så snart størrelsen på det elektriske feltet tillater gassmultiplikasjon kan GM-røret registrere en ny puls. Amplituden til den nye pulsen vil imidlertid være mye mindre dersom feltets fulle amplitude ikke er gjenopprettet. Dette skjer først når alle positive ioner er samlet i katoden, og den tiden det tar for å få gjenopprettet det elektriske feltet i detektoren kalles gjenopprettelsestid. Da kan detektoren produsere en ny puls med full amplitude. En ny puls vil ikke bli observert dersom den innkommende strålingen kolliderer og ioniserer gassen mens detektoren holder på med å gjenopprette det elektriske feltet og feltets styrke er under den kritiske verdien som trengs for å tillate gassmultiplikasjon. Derfor sies det at detektoren er død i løpet av denne perioden; all stråling som treffer detektoren under denne perioden er tapt og den observerte telleraten reflekterer ikke den faktiske telleraten. I de fleste GM-rør er dødtiden på ca. 50-100 mikrosekunder. Dødtiden vil i tillegg variere i takt med detektorens høyspenning. Effekten av dødtiden kan være neglisjerbar når telleraten er lav, dvs. når intensiteten til strålingsfeltet er lav. Dødtiden skaper imidlertid store problemer ved høyere tellerater. Ved høye tellerater må det tas hensyn til detektorens dødtid og den observerte telleraten må korrigeres. Forholdet mellom den faktiske telleraten og den observerte telleraten kan omtrent beskrives slik:

$N={\frac {n}{1-nT}}$

der N er den faktiske telleraten, n er den observerte telleraten og T er detektorens dødtid. Detektorens dødtid er vanligvis oppgitt i dokumentasjoner fra produsenten. I enkelte tilfeller kan dødtiden måles ved hjelp av to-kilde metoden; en strålingskilde kan plasseres foran detektoren, dette kalles kilde 1. Den observerte telleraten kalles $n_{1}$ . Kilde 1 fjernes og en annen kilde, kilde 2, plasseres foran detektoren. Nå kalles den observerte telleraten $n_{2}$ . Til slutt plasseres både kilde 1 og kilde 2 foran detektoren samtidig. Den sammensatte telleraten kalles $n_{12}$ . I disse tilfellene er de faktiske telleratene $N_{1}$ , $N_{2}$ og $N_{12}$ . Den sammensatte faktiske telleraten kan skrives slik:

$\mathrm {N} _{12}=\mathrm {N} _{1}+\mathrm {N} _{2}\,\!$

Videre;

${\frac {n_{12}}{1-n_{12}T}}={\frac {n_{1}}{1-n_{1}T}}+{\frac {n_{2}}{1-n_{2}T}}$

Og det uttrykket som man får, når denne ligningen løses med hensyn på dødtiden, T, er:

$T\approx {\frac {n_{1}+n_{2}-n_{12}}{2n_{1}n_{2}}}$

Geiger-platået

Figuren viser den typiske karakteristikken til et GM-rør.

GM-røret er ufølsomt for innkommende stråling når høyspenningen er under den kritiske verdien. Ionepar som dannes i gassen, det frie elektronet og det positive ionet, går gjennom rekombinasjon som fører til at det ikke observeres noen tellinger i den tilhørende elektronikken selv om gassen blir ionisert av strålingen. Hvis høyspenning derimot økes gradvis vil et punkt, før eller siden, nås der rekombinasjonen svekkes på grunn av økningen i styrken til det elektriske feltet. Først ved dette punktet blir det mulig å observere noen pulser (tellinger) i elektronikken. Dette punktet kalles vanligvis startspenningen. Hvis spenningen økes videre vil telleraten øke proporsjonalt før den stabiliserer seg. Starten på dette stabile området betegnes som terskelspenningen. Denne spenningen markerer også startpunktet til Geiger-platået. I dette området vil økningen av høyspenningen føre kun til små endringer i de observerte telleratene, men en vil til slutt nå et punkt der telleratene begynner å øke brått. Dette punktet vil da markere enden av platået og kalles sammenbruddsspenningen. Lengden av platået er da gitt som:

$PL=\left(V_{2}-V_{1}\right)Volt$

der PL står for platålengden, $V_{1}$ er startspenningen og $V_{2}$ er sammenbruddsspenningen. Telleraten vil fortsette å øke utover dette punktet da slukkemekanismen begynner å svikte og kontinuerlige, repetitive pulser ikke kan forebygges. Operasjon av GM-røret over sammenbruddsspenningen vil forårsake permanent skade på detektoren og dette bør derfor unngås. Ideelt sett bør dette platået være flatt, men i praksis viser det en skråning som kan beregnes slik:

$PS={\frac {N_{2}-N_{1}}{{\frac {1}{2}}\left(N_{2}+N_{1}\right)}}{\frac {100}{V_{2}-V_{1}}}\%/V$

der PS står for platåskråningen, $N_{2}$ er telleraten ved sammenbruddsspenningen, $N_{1}$ er telleraten ved terskelspenningen, $V_{1}$ er startspenningen og $V_{2}$ er sammenbruddsspenningen.

Forskjellige mekanismer som bidrar til platåskråningen er som følger:

Økningen av høyspenningen fører til en økning i det elektriske feltet og dermed en økning i det aktive gassmultiplikasjonsvolumet. For en gitt strålingsstyrke vil telleraten derfor øke.
Det kan likevel være noen fyllgassmolekyler i eksitert tilstand selv etter avslutting av gassmultiplikasjonsprosessen. Disse kan føre til sekundære gassmultiplikasjonsprosesser. Sannsynligheten for dette er ganske liten men øker med økt høyspenning.
Pulser som produseres under gjenopprettelsestiden vil alltid ha mindre amplituder enn normalt. Det hender at elektronikken ikke klarer å registrere en slik puls. Dette avhenger av følsomheten til den aktuelle deteksjonselektronikken. For å minimalisere denne effekten bør ikke Geiger platået registreres ved altfor høye tellerater.

For å sørge for stabil operasjon og minke slukkegassforbruket er det vanlig å velge en høyspenningsverdi som ligger midt på platået. GM-rør blir ofte rangert basert på skråningen til deres platå. Denne skråningen bør være mindre enn 10 prosent per 100 Volt for at et GM-rør skal kunne rangeres som pålitelig.

GM-rør Design

GM-rør med tynt strålingsvindu som brukes til å detektere ladde partikler og lav-energetiske gamma- og røntgenstråler GM-rør med tykke katodevegger brukes til å detektere høy-energetiske gamma- og røntgenstråler. De tykke veggene vil absorbere de fleste ladde partikler og kan derfor ikke brukes til å detektere disse.

Den vanligste utformingen til GM-rør er en sylinder der den ytre elektroden er katoden og den indre er anoden. Disse to elektrodene er elektrisk isolert fra hverandre i kontaktpunktet. Ofte blir det brukt tynne sylindriske anodeledninger som strekker seg langs aksen av detektoren for å kunne produsere det sterke elektriske feltet i nærheten av anoden som er nødvendig for å starte gassmultiplikasjonsprosessen. Designet av GM-rør avhenger i stor grad av type stråling som detekteres. Når GM-rør skal brukes for deteksjon av høyenergetiske gamma- og røntgenstråler må det tas hensyn til at disse har en betydelig sannsynlighet for å penetrere rett gjennom fyllgassen uten å ionisere den. Dette skyldes det lave atomnummeret og den lave tettheten til gassen. Deteksjon av slik stråling skjer derfor gjennom deteksjon av sekundære elektroner som gamma- og røntgenstråler produserer i katodeveggene. Stoff med høyere atomnummer slik som bly og platina kan brukes for å øke sannsynligheten for produksjon av sekundære elektroner i katodeveggene mens jern-krom (FeCr) legeringer er det vanligste veggmaterialet som blir brukt i kommersielle GM-rør. Dette er fordi FeCr legeringer ikke reagerer med halogen-slukkegass. Ladede partikler, f. eks. beta og alfa partikler, har betydelig korte rekkevidde i materialer med høy atomnummer og høy tetthet. Derfor blir GM-rør som brukes for å detektere slike partikler ofte designet i form av en sylinder der front-katodeveggen er erstattet med et tynt strålingsvindu som lages av materialer med lav atomnummer, lav tetthet og god mekanisk styrke, f. eks. glimmer. Dette vinduet sørger for at dempningen av innkommende stråling blir så liten som mulig. Tap i det tynne vinduet kan imidlertid ikke unngås. Dette tapet kan lett estimeres ved beregning av strålingsdempningen i detektorens vindu. GM-rør med tynne strålingsvindu kan også brukes for å detektere lav-energetiske gamma- og røntgenstråler som ellers ville blitt dempet i de solide katodeveggene og dermed forverre detektorens respons.

Strålingsresponsen

En skisse som viser hvordan gammastråling blir detektert av et GM-rør.

GM-rør kan brukes for å detektere ladede partikler, alfa partikler, gamma- og røntgenstråler. De blir vanligvis ikke anvendt for deteksjon av nøytroner. Dette skyldes hovedsakelig den lave reaksjonstverrsnittet for nøytroner i fyllgassen. Dette fører til en svært liten stoppeevne, $\sigma$ , for nøytroner, der stoppeevnen er definert som:

$\sigma ={\frac {n}{N}}$

der n er antall partikler som gir en puls i GM-røret og N er antall partikler som er sendt ut fra kilden.

Noen typer GM-rør kan likevel brukes til nøytrondeteksjon. Dette gjøres ved at selve detektoren omringes med f. eks. et filter laget av kadmium som har et stort tverrsnitt for nøytronabsorpsjon. Dette filterer konverterer nøytronstrålingen til en annen type stråling som kan detekteres av et vanlig GM-rør.

GM-rør har ganske høy stoppeevne for ladde partikler, f. eks. elektroner og alfa partikler. Siden ethvert ionepar som produseres i fyllgassen som regel fører til en telling i GM-røret er den effektive stoppeevnen for ladde partikler 100%. Den praktiske effektiviteten er derimot begrenset ved sannsynligheten for at en partikkel trenger gjennom detektorens tynne strålingsvindu uten å bli absorbert eller tilbakespredt. Detektorens stoppeevne for ladde partikler vil derfor øke i takt med strålingsenergien. Tykkelsen til strålingsvinduet vil også være avgjørende.

GM-rør kan også detektere gamma- og røntgenstråler selv om disse har ganske lave vekselvirkningstverrsnitt i fyllgassen. Derfor avhenger GM-rørets respons på slik stråling av sannsynligheten for at innkommende stråling vekselvirker i detektorens vegger gjennom fotoelektrisk effekt eller Compton spredning og produserer et sekundært elektron, samt sannsynligheten for at dette elektronet trenger gjennom veggene og når fyllgassen før det blir absorbert i detektorens vegger. Innkommende fotoner må vekselvirke i det sensitive volumet i katodeveggene. Tykkelsen til dette volumet er som regel lik elektronenes rekkevidde i det aktuelle materialet. Dette betyr at GM-rørets respons på høy-energetiske gamma- og røntgenstråler i stor grad avhenger av typen materiale som er brukt i katodeveggene. Materialer med høyt atomnummer (Z-nummer) kan brukes for å øke sannsynligheten for fotonvekselvirkninger i veggene. De fleste GM-rør vil imidlertid ikke detektere mer enn noen få prosent av høy-energetiske gamma- og røntgenstrålingsfotonene. Hvis fotonenergien er lav nok kan gasser med høyere atomnummer (f. eks. xenon og krypton) brukes som fyllgass for å øke absorpsjonen i selve fyllgassen og dermed stoppeevnen. Gasstrykket kan også reguleres for å øke stoppeevnen videre.

Se også

Referanser

^ G. Knoll (2000)."Radiation Detection and Measurement" 3rd ed. New York, USA: Wiley
^ Centronic. "Databook on Geiger Müller Tubes". Croydon, UK
^ G. A. Johansen and P. Jackson (2004). "Radioisotope Gauges for Industrial Process Measurements" West Sussex, UK: John Wiley & Sons Ltd.

Eksterne lenker

[1] G. Knoll (2000)."Radiation Detection and Measurement" 3rd ed. New York, USA: Wiley

[2] Centronic. "Databook on Geiger Müller Tubes". Croydon, UK

[3] G. A. Johansen and P. Jackson (2004). "Radioisotope Gauges for Industrial Process Measurements" West Sussex, UK: John Wiley & Sons Ltd.

[1]

[2]

[3]