Vrste radioaktivnog zračenja, glavni procesi interakcije gama kvanta sa materijom. Interakcija gama zračenja sa materijom Interakcija gama zraka sa materijom fotoelektrični efekat
Poznato je dvanaest tipova interakcije y-kvanta sa materijom. Od toga, u energetskom opsegu od 0,05–5–1,5 MeV, koji je karakterističan za izvore izotopa koji se koriste u geofizici, značajna su tri: fotoelektrični efekat, Comptonov efekat i formiranje parova.
Ukupni mikroskopski presjek interakcije kvanta sa materijom jednak je zbiru poprečnih presjeka navedenih procesa:
Fotoelektrični efekat (fotoelektrična apsorpcija) naziva se takva interakcija kvanta s atomom, u kojoj se kvant apsorbira, a njegova energija se djelomično troši na odvajanje elektrona, a djelomično se prenosi na potonjeg u obliku kinetičke energije.
Atom koji je izgubio elektron kao rezultat fotoelektričnog efekta je u nestabilnom stanju. Gotovo trenutno, oslobođena ljuska je ispunjena elektronom sa udaljenijeg nivoa. Višak energije jednak razlici između energija ovih nivoa oslobađa se u obliku kvanta karakterističnog - koji ima određenu energiju za dati element - rendgenskog zračenja.
Comptonov efekat nazvano elastično raspršivanje y ~ kvanta na elektronima atoma. Kao rezultat toga, kvanti mijenjaju smjer i prenose dio energije na elektrone. Za Eg>Ei, atomski elektroni se mogu smatrati slobodnim i mirnim. Njihova veza s atomom praktički nema utjecaja na zakone raspršenja.
(Npr. energija gama kvanta, Ei je energija ukupnog elektrona, Z je redni broj elementa).
Efekat uparivanja sastoji se u formiranju elektrona i pozitrona od strane kvanta pri energiji jednakoj zbroju energija mirovanja ovih čestica = 1,02 MeV.
Pozitron se gotovo trenutno anihilira kao rezultat sudara sa slobodnim elektronom materije. U ovom slučaju nastaju dva g-kvanta sa energijom od 0,51 MeV.
Izvori gama kvanta i neutrona su najvažniji elementi opreme za radioaktivnu karotažu. Ako je promjena gustoće protoka ispitivanih čestica u vremenu povezana samo sa statističkim fluktuacijama, izvor se naziva stacionarnim. Ako je promjena uzrokovana ne samo statističkim fluktuacijama, izvor se naziva nestacionarnim. Obično rade nestacionarni izvori
u impulsnom režimu.
Fluktuacija- Slučajno odstupanje fizičke veličine od njene prosječne vrijednosti; ciklične fluktuacije, nestabilnost.
Izvori g-kvanta su metalne ampule koje u pravilu sadrže (b-aktivne lijekove. Kao rezultat b-raspada nastaje g-zračenje. Zračenje b-čestica se gasi u tijelu ampule ili sa pomoć specijalnih filtera
trov. Vrsta lijeka koji određuje aktivnost -g, energiju zračenja i druge parametre izvora ovisi o vrsti problema koji se rješava (Tabela 3). Izvori ampula su stacionarni.
Detektori zračenja dijele se na plinske, scintilacijske i poluvodičke. Princip njihovog rada zasniva se na registraciji elektrona i jona ili svetlosnih fotona koji nastaju kao rezultat interakcije zračenja sa materijom.
Detektori punjeni gasom su staklena ili metalna cijev ispunjena inertnim plinom i sa dvije elektrode. U nedostatku jonizujućeg zračenja, struja ne teče između elektroda. Gama kvanti se apsorbuju u gasu sa formiranjem elektrona, neutroni - sa formiranjem a-čestica i protona. Nabijene čestice ioniziraju plin, što rezultira impulsima električne struje.
Scintilacioni brojači izrađuju se od optički aktivnih supstanci - scintilatora. Kada ionizirajuće zračenje stupi u interakciju s optički aktivnom tvari, pobuđuju se atomi i molekule iz kojih se oslobađaju, emitirajući fotone. Prilikom registracije kvanta, kao scintilatori se koriste monokristali natrijum jodida NaJ ili cezijum jodida CsJ, aktivirani da povećaju izlaz svetlosti talijem T1. Za registraciju termičkih neutrona
Koriste se kristali litijum jodida aktivirani europijumom, obogaćeni izotopom 6Li, ili kristali na bazi cink sulfida aktivirani srebrom.
Poluprovodnički detektori se baziraju na stvaranju slobodnih nosača naelektrisanja u čvrstom stanju pod uticajem jonizujućeg zračenja. Raspon čestica u čvrstoj tvari je otprilike 103 puta manji nego u plinu, a vjerovatnoća ionizacije
mnogo više.
Poluprovodnički detektor (SPD) je kristal poluprovodničkog silicijum ili germanijumskog materijala sa malim p- i n-područjima, karakteriziranih visokom koncentracijom nečistoća, i proširenim područjem bez nečistoća L koji se nalazi između njih. Širina područja i može se dovesti do 8- 12 mm kompenzacijom nečistoća litijum jonima. Stoga su postojeći PPD obično silicijum-litijum ili germanijum-litijum. Prilikom jonizacije i-regije,
postoji strujni impuls čija je jačina proporcionalna energiji
jonizujuća čestica.
SPD se uglavnom koristi za registraciju kvanta. Relativno mali radni volumen dovodi do činjenice da je efikasnost SPD niska - većina kvanta prolazi kroz njega, izbjegavajući apsorpciju.
Pitanje
fizičke osnove jfm-a - vidi gore (početak 31). Plus to!
Detektori- vidi gore (31).
Elastično raspršivanje neutrona je nuklearna reakcija u kojoj se unutrašnja energija jezgra ne mijenja i zbir kinetičke energije sistema prije i nakon sudara je očuvan.
Usporavanje se nastavlja do termičke ravnoteže neutrona sa sredinom, odnosno dok njihova energija ne postane u prosjeku srazmjerna energiji toplinskog kretanja atoma i molekula. Zbog toga se takvi neutroni nazivaju termalnim.
Pitanje
Gustina GGC
Gama-gama karotaža gustoće (GGK-P) se koristi za određivanje gustine stijena i procjenu kvaliteta omotača bunara. U skladu s tim, postoje gama-gama mjerači gustoće i gama-gama cement mjerači.
Fizičke osnove GGK-P može se razjasniti analizom fenomena koji nastaju kada se supstanca ozrači tvrdim y-kvantima. Sa geometrijom implementiranom u uslovima bušotine, izvori i detektori su na istoj strani objekta koji se proučava (Sl. 94). Dakle, samo rasuti
quanta. Stoga je tip interakcije gama kvanta sa materijom reguliran Camtonovim efektom.
Comptonov efekat nazvano elastično raspršivanje y ~ kvanta na elektronima atoma.
Omjer Z vrijednosti, broja protona i A-
brzina smanjenja broja identičnih jezgara u vremenu =0,5.
Zauzvrat, pri Z / A = 0,5, prema omjeru mk je proporcionalno nasipnoj gustoći tvari d. U nastavku je objašnjenje..
dionice i označava se sa mk
Za Campton efekat:
Ispunjenje uslova Z/L = 0,5 znači da je zapreminska gustina sredine jednaka njenoj elektronskoj gustini 6e. Gustoća čvrste faze BTW većine stijena, posebno pješčenjaka i karbonata, praktično je jednaka njenoj elektronskoj gustoći.
vijesti biti tv. Istovremeno, za tečnu fazu (voda, nafta i neki drugi rezervoarski fluidi) Z/A=0,5 zbog dejstva vodonika. Stoga se za tečnu fazu gustina dw i gustina elektrona dev značajno razlikuju. Na primjer, za vodu:
Za porozne stijene zasićene vodom može se napisati:
Ako oduzmemo jedno od drugog i koristimo jednačinu 1, dobićemo:
Dakle, greška zbog uticaja sadržaja vodonika je mala, približno konstantna i može se uzeti u obzir prilikom interpretacije.
Sonde
Postoje jednosondni (jedan izvor - jedan detektor) i dvosondni (jedan izvor - dva detektora) gustinomjeri. Puna dužina sonde Lz (sonde) je udaljenost između sredina izvora i detektora, dužina sonde L je udaljenost
duž vanjske generatrikse sonde između bliskih rubova kolimacijskih rupa. Maksimalna dužina sonde je ograničena aktivnošću izvora dozvoljenom sa stajališta sigurnosti, minimalna dužina ograničena je veličinom ekrana. Za većinu uređaja sa dve sonde, mala sonda ima Lz = 15-25 cm (L = 10-18 cm), velika sonda ima Lz = 35-45 cm (L = 30-35 cm).
HGM-ovi imaju plitku dubinu, pa stoga njihova očitavanja pokazuju velika
glineni kolač i pećine imaju uticaj. Iz istog razloga ne mogu se koristiti za određivanje parametara stijena u obloženim bušotinama.
Zadaci riješeni uz pomoć mjerenja gama-gama gustine:
odabir stijena različite gustine u presjecima bunara; identifikacija i kvantifikacija sadržaja minerala čija se gustina razlikuje od gustine stena domaćina; određivanje koeficijenta poroznosti.
Hajde da se ukratko zadržimo na svakom od njih. Gama-gama mjerenje gustine omogućava odvajanje stijena čija se gustina razlikuje za više od 0,03-0,05 g/cm3. Nedvosmisleno razlikuje kamene soli, anhidrite, u terigenim i karbonatnim dijelovima - rezervoare nafte i plina, koji se odlikuju smanjenom gustinom.
Pomoću mjerenja gama-gama gustine moguće je odrediti dubinu, debljinu i strukturu ugljenih slojeva (d=1,2-1,8 g/cm3). Također se koristi za izolaciju minerala čija se gustina razlikuje od gustine stena domaćina. Prije svega, to se odnosi na rude mangana i hromita d= 3,7-4,5 g/cm3). Prisustvo korelacione zavisnosti između sadržaja pepela u uglju i njihove gustine, gustine ferruginoznih kvarcita i njihovog sadržaja gvožđa omogućava upotrebu GGK-P za
prebrojavanje inventara.
Koeficijent poroznosti određuje se formulom:
Izvedeno iz formule 2) (gore).
Pitanje
NEUTRON LOG
Metoda karotaže bušotine zasnovana na zračenju stijena stabilnom strujom brzih neutrona i registraciji toplinskih neutrona, epitermalnih neutrona ili g-kvanta hvatanja zračenja naziva se neutronska karotaža (NC).
NK modifikacije
Postoje epitermalni neutronski neutroni (NNK-NT), termalni neutronski neutroni (NNK-T), integralni neutronski gama zraci (NGK) i spektrometrijski neutronski gama zraci (SNGK).
alati za spuštanje neutronske metode su približno slične (sl.).
U opštem slučaju sadrže: dršku / sa ampulastim izvorom brzih neutrona 2 (pri transportu i skladištenju drška sa izvorom se stavlja u zaštitnu posudu); isključujući direktno zračenje ekrana-moderatora detektora 3 od materijala koji sadrži vodonik i sita-apsorbera 4 od olova; detektor od 5 neutrona ili 7 kvanta; detektor 6 y-kvanta prirodnog zračenja; elektronsko kolo 7. Dakle, uređaji su projektovani za istovremeni NDT i GK.
Dužina detektora i prisustvo ekrana u bušotinskom alatu dovode do toga
činjenica da se detektor 4 nalazi iza tačke inverzije. Stoga, okruženja sa velikom kon-
koncentracije moderatora, na primjer, porozne naftonosne formacije, razlikuju se po
dijagrami neutronskih metoda sa smanjenim indikatorima, a slojevi su gusti, niski
porozna - povišena. Sonde neutronskih metoda, detektori u kojima
postavljen iza tačke inverzije, tzv izvan inverzije.
Modifikacija NC zavisi uglavnom od tipa detektora i filtera koji ga okružuju. NNK-T mjerni uređaji koriste helijum, rjeđe scintilaciju
brojači obroka. Zabilježena brzina brojanja je uglavnom zbog toplotnog neutronskog fluksa. U NNK-NT mernim postavkama, brojači su okruženi kadmijumskim filterima koji apsorbuju termalne neutrone. NGK oprema koristi scintilacijske, rjeđe detektore punjene gasom.
y-kvanta, u spektrometrijskoj opremi SNGK-a - visokokvalitetni proporcionalni scintilacioni detektori. U nekim slučajevima se koriste poluvodički detektori (SPD) koji daju mnogo veću energetsku rezoluciju. Međutim, SPD-ovi zahtijevaju hlađenje, što značajno komplikuje dizajn instrumenata i mjernu tehnologiju.
Važan parametar NDT opreme je dužina sonde Lz - rastojanje od sredine izvora do sredine detektora (za instrumente sa više sonde - do početka detektora).
Fizičke osnove
Indikacije neutronskih metoda zavise od umjerenih, upijajućih i emitujućih svojstava stijene. Razmotrimo parametre koji određuju ova svojstva.
Dužina moderacije neutrona Ls. Može se vidjeti da je dužina usporavanja određena koeficijentom poroznosti stijena, odnosno povezana je sa njihovim sadržajem vodonika; uticaj litologije je znatno manji. Za
Za većinu minerala koji stvaraju stijene koji ne sadrže vodu kristalizacije, razlike u vrijednostima Ls su beznačajne. U isto vrijeme, oni su posljedica ne samo različitih svojstava usporavanja elemenata uključenih u minerale, već i razlike u gustoćima.
U stijenama čije su pore zasićene vodom, naftom i plinom, ukupan sadržaj vodonika procjenjuje se hidrogenskim indeksom (HI), koji je jednak omjeru volumne koncentracije vodonika u datom mediju i njegove koncentracije u slatkoj vodi.
vode u normalnim uslovima. Ovaj parametar se također naziva
ekvivalentna vlažnost w. Za slatku vodu ekvivalent
vlažnost ww=1. Za ulja wn ~ wv=1.
Za čiste stijene bez vode zasićene vodom i ulje s vodom:
tj. VI takvih stijena jednaka je njihovoj poroznosti. Za gas wg Prosječni vijek trajanja termičkih neutrona t. Sa povećanjem sadržaja elemenata sa visokim poprečnim presjekom apsorpcije, t se smanjuje. Nenormalno niske vrijednosti t su tipični za hloride, niske - za minerale gvožđa, sulfate, kalijumove feldspate, kalijum i minerale gline koje sadrže gvožđe. Koeficijent difuzije toplotnih neutrona D zavisi prvenstveno od Dužina difuzije termičkih neutrona- Ld. Budući da je funkcija D i t, vrijednost Ld ovisi i o umjerenim i apsorbirajućim svojstvima medija. Sa povećanjem sadržaja vodonika i broja elemenata sa velikim poprečnim presjekom apsorpcije, vrijednost Ld opada. Emisivnost stijena n je prosječan broj g-kvanta proizvedenih tokom radijacionog hvatanja jednog neutrona. Opcije migracije- ukupna dužina migracije toplotnih neutrona Ln u procesu njihove moderacije i difuzije i ukupna dužina migracije neutrona i gama zračenja zahvatanja zračenja Lnv određene su relacijama: radijus istraživanja za HHM-NT je manji nego za HHM-T, a za HHM-T - nego za NGM. Neutronske metode omogućavaju rješavanje sljedećih problema: litološka podjela presjeka; određivanje poroznosti stijena; određivanje položaja kontakta gas-tečnost. Metode NNM-T i NGM omogućavaju određivanje lokacije kontakta voda-nafta sa značajnim salinitetom formacijskih voda i malom površinom penetracije, kao iu obloženim bušotinama na osnovu posmatranja zona prodora. U pretragama se koriste metode HHM-NT i HHM-T ugljene slojeve (ugalj sadrži do 12% vodonika) i za odvajanje stijena s visokim sadržajem bora. Pitanje Impulsnim neutronskim metodama, stijena se kratko vrijeme ozrači tokovi brzih neutrona (trajanje Δτ = 1–200 μs) koji slijede u vremenskim intervalima τ. Registracija gustine toplotnih neutrona ili gama kvanti zahvatanja zračenja se vrše nakon određenog vremenskog perioda bez kašnjenja τz. Postoje pulsna neutronska gama metoda (PNGM) i im- pulsna neutron-neutronska metoda (PNM). Postalo je rasprostranjenije pulsni režim zračenja se postiže upotrebom malih bunara akceleratori, u kojima se ioni ubrzavaju do velikih brzina u magnetu polje velike napetosti. Bombardirajući specijalnu metu, nokautiraju brzi neutroni sa energijom od 14,1 MeV. Ova visoka energija obezbeđuje dubina istraživanja do 60-70 cm, što je više nego kada se koristi stacionarno izvori. Osim toga, kada je napajanje isključeno, impulsni izvor Nick ne zrači i stoga je siguran. Prednosti tu ne prestaju impulsne metode. Kod OSI-ja, procesi usporavanja i difuzije se odvijaju kao sekvencijalno u vremenu i može se posebno ispitati u zavisnosti od vremena kašnjenja registracija. Intenzitet registrovanog zračenja tokom usporavanja (do 10 2 µs) karakteriše sadržaj vodika u stijenama tokom difuzije (10(2) 10(4) µs) je koncentracija apsorbera. Bitno je da je vek trajanja termičkih neutrona u bušotini kraći nego u steni, a u rezervoarima zasićenim mineralizovanom vodom kraći nego u rezervoarima zasićenim naftom. To omogućava primjenom odgovarajućih postojeća kašnjenja (više od 800 µs), dobijaju informacije koje ne zavise od uticaja bunarski fluid i karakteristiku vrste punila. Definicija poda Smanjenje kontakta ulje-voda pulsnim neutronskim metodama moguće je sa koncentracije soli veće od 30 g/l, dok je kod stacionarnih metoda ova vrijednost ne manje od 100 g/l. U principu, OSI rješava iste probleme kao i stacionarne metode, međutim, efikasnost rješenja je veća. Nedostaci OSI uključuju složenost opremu i malu brzinu sječe. Pogledaj 35 37. Nuklearna magnetna karotaža u prirodnom polju Zemlje (NML). Fizičke baze. Magnetna svojstva stijena. Vektor nuklearne magnetizacije. Uzdužno i poprečno opuštanje. FIZIČKE BAZE Nuklearna magnetna karotaža (NML) temelji se na proučavanju nuklearnih magnetskih svojstava vodikovih fluida koji ispunjavaju pore stijene. Jezgra atoma vodika, kao i drugi elementi (fluor, aluminij, ugljik-13, itd.), imaju svoj mehanički moment P (spin) i magnetni moment μ, čije osi se poklapaju. Spin (spinovanje) karakteriše sopstveni mehanički moment broja kretanja, koji poseduju elementarne čestice. Može uzeti samo cjelobrojne ili polucijele vrijednosti (0; 0,5; 1; 1,5) izražene u jedinicama h/2π, gdje je h Plankova konstanta (6,6261 10-34 J Hz-1). Spinovi elektrona, pozitrona, protona i neutrona su 0,5. To znači da poprimaju vrijednost 0,5 h/2π. Kada se takve jezgre smjeste u konstantno vanjsko magnetsko polje H, njihovi magnetni momenti μ teže da se orijentišu u pravcu datog vektora polja, što dovodi do pojave nuklearne magnetizacije. Kada se vanjsko magnetsko polje ukloni, stečena nuklearna magnetizacija se uništava zbog nasumičnog toplinskog kretanja atoma i molekula tvari. Pošto se to dešava u Zemljinom magnetnom polju, jezgra se orijentišu duž ovog polja, precesirajući (izvodeći prigušene rotacije) oko njega kao vrh u gravitacionom polju sa takozvanom Larmorovom frekvencijom. gdje je Hz intenzitet Zemljinog magnetnog polja (Hz≈40 A/m); γgyr \u003d μ / P - žiromagnetski omjer (omjer magnetskog momenta μ precesirajućih jezgara prema njihovom mehaničkom momentu P). Najveća vrijednost γgira karakteristična je za vodonik. To je razlog najjače izraženosti efekta nuklearnog magnetizma u vodiku. U svim ostalim elementima koji formiraju stijene, ovaj efekat je premali da bi se mogao izmjeriti u bušotini. Glavni zadatak NMR-a je da detektuje efekte slobodne precesije protona jezgara vodonika u magnetnom polju Zemlje. U tu svrhu se u bušotinu spušta alat za spuštanje, uključujući izduženu pravokutnu zavojnicu, prekidač koji naizmjenično povezuje vodove zavojnice ili na izvor istosmjerne struje snage 2-3 A, ili na izlaz pojačala. Kada je zavojnica spojena na izvor struje, u okolini se stvara polarizacijsko konstantno magnetsko polje. Kada je zavojnica spojena na pojačalo, EMF indukovana u njemu pod dejstvom precesije jezgri vodonika se pojačava i prenosi kablom na površinu do zemaljske opreme, gde se snima (Sl. 79). Kada se polarizaciona struja Ip propušta kroz polarizacioni kalem za vreme tp (Sl. 80, II, a), u ispitivanom mediju formira se konstantno magnetsko polje jačine Hp. Vektor ovog polja čini određeni ugao sa vektorom jačine Zemljinog polja Hz i značajno ga (za oko dva reda veličine) premašuje po veličini. Vektor nuklearne magnetizacije M koji nastaje tokom ovog vremena t je orijentisan prema rezultujućem vektoru Hcp, koji je zbir dva vektora intenziteta Hp i Hz (Sl. 80, I, b). gdje je M0 vektor nuklearne magnetizacije na tp→∞; praktično tp se uzima jednakim (3-5)T1 Nakon isključivanja polarizacione struje (postupno smanjenje na vrijednost rezidualne struje Ires i potpunog isključivanja nakon vremena tres), u mediju djeluje samo Zemljino magnetsko polje, a vektor nuklearne magnetizacije obrađuje oko vektora Hz kružnim frekvencije ω (VI.1), postepeno vraćajući se na svoju prvobitnu veličinu (Sl. 80, I, c). Vektor nuklearne magnetizacije M u odnosu na Hc može se razložiti na dvije komponente: uzdužnu Mll, koja se poklapa sa smjerom vektora Hc, i poprečnu M⊥, okomitu na Hc. Pod dejstvom vektora M⊥, u zavojnici se indukuje električni sinusoidalni signal (varijabilni EMF) - signal slobodne precesije (FSP) koji odgovara amplitudi Et FSP-a (u V) u trenutku t (u s) koja je protekla od početka precesije, koja eksponencijalno opada sa vremenskom konstantom transverzalne relaksacije T2 (slika 80, II, c): Vrijeme transverzalne relaksacije T2 karakterizira brzinu opadanja signala (T2 se obično uzima kao vrijeme tokom kojeg se početna amplituda E0 smanjuje otprilike za faktor 2,7, E0 je početna amplituda SSP proporcionalna vektoru nuklearne magnetizacije M). Da bi se spriječio utjecaj tranzijenta uzrokovanih isključivanjem rezidualne struje, trenutak spajanja zavojnice na pojačalo se pomjera za količinu mrtvog vremena τ (vidi sliku 80, II, d). EMF indukovana u zavojnici sonde se pojačava i prenosi kablom na površinu dnevne svetlosti, gde uređaj za snimanje beleži amplitudu EMF Ut u trenutku t. Amplituda Ut je omotač signala slobodne precesije: Ut = U0exp(-t/T2), gdje je U0 početna amplituda signala slobodne precesije. Budući da signal slobodne precesije opada eksponencijalno, dovoljno je imati dvije vrijednosti njegove amplitude U1 i U2 ili U1 i U3, razdvojene nekim vremenskim intervalima t1, t2 i t3 (35, 50 i 70 ms) nakon početka precesiju, tako da se ekstrapolacijom vraća amplituda signala U0, koja se koristi za određivanje indeksa slobodne tekućine: NMR oprema omogućava simultanu automatsku registraciju dva ili tri Nuklearna magnetna karotaža u prirodnom polju Zemlje (NML). Sonda, metoda za određivanje indeksa slobodne tečnosti (FFI), faktori koji utiču na očitavanje metode, dubinu i obim NML. Interpretacija NML dijagrama Interpretacija NML dijagrama sastoji se u određivanju vrijednosti signala slobodne precesije i longitudinalnog vremena relaksacije T1. Vrijeme poprečne relaksacije T2, koje je izobličeno nehomogenošću Zemljinog polja, ne koristi se za proučavanje presjeka bunara. Na osnovu interpretacije NML dijagrama moguće je riješiti glavne probleme: identifikacija akumulacija i procjena njihovih akumulacijskih svojstava; procjena prirode zasićenosti ležišta i izgledi za dobijanje nafte, gasa ili vode iz ležišta. Izolacija kolektora Proučavanje ležišnih svojstava stijena vrši se prema U0. Na vrijednost izmjerenog signala slobodne precesije utiču samo ona jezgra vodonika koja su dio molekula koji se mogu kretati u pornom prostoru kolektora. Istraživanja su pokazala da vezana voda i čvrsti ugljovodonici (bitumen, kir, asfalteni) koji sadrže protone niske pokretljivosti nisu označeni signalom slobodne precesije na NMR dijagramima. To je zbog činjenice da se, zbog prisustva mrtvog vremena τ (vidi sliku 80), u NMC snimaju samo oni SSP-ovi koje karakterizira vrijeme T2 > 30 ms. Vrijednost U0 je kalibrirana u jedinicama koje se nazivaju indeks slobodne tekućine (FFI) i karakteriziraju volumen pora (u %) koje zauzima tekućina uključena u formiranje FSF. Indeks slobodnog fluida uslovno se smatra da odgovara koeficijentu efektivne poroznosti gdje je kw koeficijent preostale zasićenosti vodom. Indeks slobodne tekućine definira se kao omjer početne amplitude SSP zabilježene na uzorku stijene čije su pore ispunjene slatkom vodom i početne amplitude SSP mjerene na destilovanoj vodi koja zauzima isti volumen kao uzorak stijene. Shodno tome, ISF varira od 0 do 100%. Da bi se utvrdila skala NML krivulja u ISF jedinicama, oprema se kalibrira. Na prirodu ovisnosti ISF-a o sadržaju slobodne vode ne utječu litološke, strukturne i druge karakteristike stijene. Shodno tome, u formacijama koje predstavljaju alternaciju međuslojeva ležišta i ne-rezervoara, samo međuslojevi ležišta doprinose vrijednosti ISF, a preostale razlike koje ne sadrže slobodni fluid ne stvaraju signal slobodne precesije. Stoga, efektivna poroznost kp.ef, određena za heterogeni rezervoar ili paket ležišta, omogućava određivanje ukupnog kapaciteta predmetnog objekta. Shodno tome, proizvod kp.eff i debljine objekta H daje ukupni efektivni kapacitet svih slojeva rezervoara koji se nalaze u njemu. U ležištima s frakturiranom poroznošću, koja je dio zajedničkog sistema pora, prijelaz sa ISF na kp.ef vrši se na isti način kao i za granularne rezervoare. Za rezervoare koje karakteriše prisustvo izolovanih šupljina koje nisu povezane sa zajedničkim sistemom pora, poređenje kp.ef i ISF je nevažeće, jer ukupna zapremina izolovanih šupljina nije uključena u efektivnu poroznost, već je uključena u ISF. U ovom slučaju potrebno je isključiti volumen izolovanih kaverna koje se uzimaju u obzir prema ISF krivulji, ali ne utiču na kp.eff. Homogene formacije koje sadrže vodonik, čije su debljine jednake ili veće od dužine sonde, označene su na NML krivuljama simetričnim maksimumima koji se nalaze u srednjem dijelu formacije; granice slojeva su povučene duž sredine kosih linija (Sl. 82). Ako je debljina rezervoara manja od dužine sonde, dolazi do smanjenja ISF-a u odnosu na prave vrijednosti i proširenja maksimuma; određivanje granica tankih slojeva iz NML krivulja je teško. Kao bitne (karakteristične) veličine (ISF)k uzimaju se njihove prosječne vrijednosti. Određivanje prirode zasićenosti stijena Ovo određivanje se vrši iz vremena uzdužne relaksacije T1. Za mjerenje T1, instrument se postavlja na datu dubinu u intervalima koje karakterizira ISF krivulja kao rezervoari koji sadrže slobodnu tekućinu. Longitudinalno vrijeme relaksacije T1 može se odrediti korištenjem Utp bez uzimanja u obzir niza faktora koji utiču na amplitudu SSP, - prečnika bunara, debljine glinenog kolača i prostorne orijentacije bunara. Mjerenje T1 se vrši na dubini proučavane formacije na dva načina: u jakom polju - T1s. n iu slabom polju - T1sl.p. Za određivanje T1. n niz mjerenja amplituda Utp (u V) se provodi za različita vremena tp (u s) i polarizacijskog magnetnog polja Hp (u A/m). Jedno od mjerenja se izvodi sa dovoljno dugim vremenom tp→∞, što osigurava ravnotežno stanje vektora nuklearne magnetizacije M∞s.p (u A/m) (vidi sliku 81, II, a i b). Ovaj vektor odgovara amplitudi U∞s.p i T1s. p se može izračunati: Vrijeme longitudinalne relaksacije u slabom polju T1c. n je određen trajanjem preostalog polarizacionog polja HOST. Da biste to učinili, izmjerite amplitude SSP u fiksnom vremenu polarizacije tp, ali sa sukcesivno mijenjajućim vremenom djelovanja tres i, shodno tome, rezidualnom strujom Ires (vidi sliku 80, II, c, d). U praksi se za određivanje T1 iz rezultata mjerenja ne koriste direktne ovisnosti amplituda Utp i Utres od vremena tp i tres. Vrijednosti T1 nalaze se grafički. Da biste to učinili, iz rezultata mjerenja izračunavaju se vrijednosti tzv. longitudinalne relaksacijske funkcije Fc. p(tp) i Fcl.p(tres), koji u jakom i slabom polju imaju oblik: gdje je U(tp) amplituda SSP u vremenu polarizacije tp; gdje je U(tres) amplituda SSP u vrijeme rezidualne struje; U(tres→∞) - SSP amplituda na tres→∞, nije direktno mjerena, ali izračunata po formuli U(tres→∞)=U0 (Ires/Ip). Izračunate vrijednosti funkcije Fc. p(tp) ili Fcl.p(tres) odgovaraju stvarnim mjerenjima tp i tost i koriste se za grafičko određivanje T1. U tu svrhu, izračunate funkcije se iscrtavaju na obrascu sa polulogaritamskom skalom (Sl. 83). U homogenom mediju zasićenom vodom, čije pore imaju istu veličinu, funkcija longitudinalne relaksacije, čak i u prisustvu vezane vode, je jednokomponentna. Na polulogaritamskoj skali, takva ovisnost ima oblik ravne linije s konstantom T1 i vrijednostima funkcije od oko 0,37 (Sl. 83, a). U prisustvu mešavine fluida sa različitim T1, zavisnost se prikazuje kao kriva, koja se može razložiti na nekoliko pravih linija. Ove linije se koriste za pronalaženje T1 svake komponente (slika 83, b). Tangens ugla dobijenih linija jednak je vremenu T1. Kao što se može vidjeti iz primjera prikazanog na sl. 83, prave linije koje predstavljaju funkcije Fc. p(tp) ili Fcl.p(tres), prenose se paralelno sa sobom tako da sijeku y-osu u tački jednakoj jedinici. Vrijeme T1, koje odgovara ordinati 0,37, računa se (u ms) na x-osi. Za približnu procjenu T1, dovoljno je izvršiti mjerenja na dvije vrijednosti vremena polarizacije. Uz točna određivanja, vrši se do 15 mjerenja za vrijednosti tp ili tres. U visoko propusnim formacijama, najveća vremena relaksacije (više od 1 s) opažena su u formacijama zasićenim vodom ili naftom koje sadrže laku naftu. Međutim, disperzija ovih vrijednosti je velika: osim prirode zasićenosti ležišta, na vrijednost T1 utječu i faktori kao što su specifična površina rezervoara, njegova hidrofilnost ili hidrofobnost, vrsta poroznosti, glina sadržaj i viskozitet tečnosti. Uz razliku u zasićenosti formacije uljem i vodom, uzeto je u obzir da visokoviskozne (smolaste) komponente nafte na niskim temperaturama karakteriziraju brzo opadajući signali slobodne precesije i obilježeni su niskim očitanjima na NML dijagramima. Prema iskustvu proučavanja produktivnih horizonata sa injektiranom slatkom vodom, vrijeme T1 zone prodiranja u akviferima je u rasponu od 200-600 ms, au ležištima nafte i plina - 700-1000 ms. Osim toga, naftonosne formacije, zbog prisustva zaostale nafte ili plina u zoni invazije, karakteriziraju dvije komponente u karakteristici longitudinalne relaksacije. Nuklearna magnetna karotaža je dizajnirana da identifikuje formacije koje sadrže pokretni fluid, odredi njihovu poroznost i prirodu zasićenja. Kombinovanje NML rezultata sa podacima iz drugih istraživanja karotaže omogućava proširenje i preciziranje mogućnosti za kvantitativnu procjenu poroznosti ležišta, njihove efektivne debljine, zasićenosti i komercijalnog sadržaja nafte. NML metoda se također koristi za odvajanje naftonosnih i bitumenskih stijena. Ograničenja NMR metode su povezana sa nemogućnošću merenja SSP u medijumu (u mulju, steni) sa povećanom magnetskom osetljivošću, u stenama niske efektivne poroznosti (1,5–2%), uključujući i napuknute rezervoare, ako je deo prelomi su ispunjeni blatom. Ova metoda nije primenljiva za veoma viskozna ulja - više od 600 mPa·s, u prisustvu slobodne tečnosti u tečnosti za ispiranje - vode ili ulja, što stvara dodatni SSP. Nedostaci metode su: trajanje merenja (brzina kretanja NMR uređaja ograničena je vremenom polarizacije tp>3T1 i ne bi trebalo da prelazi 250 m/h); mala dubina studije (oko 0,2 m), zbog čega je uticaj zone penetracije na NMR očitanja veliki. Nuklearna magnetna karotaža je primenljiva u proučavanju sekcija otvorenih bušotina. Slične informacije. Interakcijag
36 pitanje
Šematski prikaz procesa koji se dešavaju u NMR studijama i vektora nuklearne magnetizacije koji nastaju u ovom slučaju prikazan je na Sl. 80. U odsustvu spoljašnjeg veštačkog magnetnog polja, magnetni momenti jezgara vodonika μ su orijentisani u pravcu Zemljinog magnetnog polja Hz, precesirajući oko njega (Sl. 80, I, a).
Vektor nuklearne magnetizacije M se ne uspostavlja odmah nakon uključivanja struje Ip, već tokom vremena T1 longitudinalne relaksacije (uspostavljanja ravnoteže), što karakteriše brzinu povećanja nuklearne magnetizacije u pravcu primenjenog polja polarizacije (Sl. 80, II, b):
bilježenje krivulja promjena sa dubinom amplituda signala slobodne precesije U1, U2 i U3 u fiksnim vremenima t1, t2 i t3 i konstantnim vrijednostima tp i tres. Na osnovu ovih podataka procjenjuje se (ili direktno snima pomoću računskog uređaja) vrijednost U0 svedena na trenutak kada je rezidualna polarizirajuća struja isključena. Krivulje U1, U2, U3, U0 snimljene kao funkcija dubine nazivaju se NML krive (Sl. 81).
Za dobijanje pravih vrednosti (FIS) i prema podacima (FIS)k uvode se korekcije za uticaj bušotine, muljnog kolača, prostorne orijentacije bunara itd. U tu svrhu koriste se odgovarajuće palete i nomogrami su konstruisani.
Glavni procesi interakcije g- kvanti sa materijom su fotoelektrični efekat, Comptonovo rasejanje i formiranje parova. Vjerovatnoća ove ili one interakcije g- kvanta sa materijom karakteriše poprečni presek interakcije za dati proces. Obično poprečni presjek interakcije g- kvanti se izražavaju u barovima po atomu ( s) ili u Thomsonovim jedinicama po elektronu s m, relacija između kojih ima oblik:
gdje Z- redni broj elementa.
fotoelektrični efekat. U fotoelektričnom efektu, energija g- kvant se prenosi na jedan od vezanih elektrona atoma, koji izleti iz atoma s kinetičkom energijom jednakom energijskoj razlici upada g- kvantna i jonizacijska energija ljuske atoma na kojoj se nalazio elektron. Fotoelektrični efekat je proces potpune apsorpcije g- kvanti. Poprečni presjek fotoelektričnog efekta s f raste sa povećanjem atomskog broja kao Zn
(4
Comptonovo raspršivanje. Ako je energija g- kvant je mnogo veći od energije veze elektrona u atomu, elektrona u procesu interakcije sa g- kvant se može smatrati slobodnim. Comptonov efekat je proces raspršivanja g- kvanti na slobodnim elektronima, kao rezultat toga i smjer kretanja i energija incidenta g- kvanti. Comptonovo raspršenje se događa na slobodnim elektronima, zbog čega se glavne karakteristike fenomena mogu odrediti za jedan elektron, a poprečni presjek za atom će se dobiti kao rezultat povećanja poprečnog presjeka jednog elektrona in Z jednom. Ukupni presjek Comptonove interakcije s c proporcionalno atomskom broju elementa i opada relativno sporo s povećanjem energije g- kvanti. Često se u obzir uzima prosječan relativni gubitak energije fotona u procesu Comptonovog raspršenja: q cp =((E -E ')/E ) cp, gdje E je energija upadnog fotona; E' je energija raspršenog fotona. Koristeći ovu vrijednost, određuje se poprečni presjek
koji se naziva presjek apsorpcije energije ili pravi presjek apsorpcije g- kvant u Komptonovom efektu. U Thomsonovim jedinicama, ovaj poprečni presjek se može izračunati pomoću formule:
gdje E izraženo u jedinicama energije elektrona u mirovanju.
Za energetske vrijednosti g- kvanti E g =0,5MeV, Compton sekcija s c obrnuto Npr, tj. vjerovatnoća Comptonovog raspršenja opada sporije od vjerovatnoće fotoelektričnog efekta. Stoga je Comptonov efekat dominantan proces interakcije u širokom rasponu energije. Čak i za tako teške elemente kao što je olovo, poprečni presjek Comptonovog efekta čini većinu ukupnog poprečnog presjeka apsorpcije u rasponu od 0,5 do 5 MeV. Stoga, u praksi, vrlo često dolazi do interakcije g- kvanti sa materijom se mogu smatrati Comptonovim rasejanjem.
Uparivanje. U električnom polju jezgara pri energiji g- kvant veći od dvostruke energije mirovanja elektrona ( 2m e c 2 =1,0022MeV, gdje ja je masa mirovanja elektrona; od je brzina svjetlosti u vakuumu), može se odvijati proces formiranja para elektron-pozitron, u kojem sva energija incidenta g- kvant se prenosi na formirane čestice i jezgro, u čijem polju je došlo do formiranja para. Proces dovodi do potpune apsorpcije g- kvantna. Njegov energetski prag je 1,022 MeV, nakon čega se poprečni presjek proizvodnje para polako povećava. Na energijama g- kvanti veći od 4 MeV, poprečni presjek procesa postaje približno proporcionalan lnE g . Takođe je proporcionalan rednom broju elementa. Proces formiranja svakog para prati sekundarni g- zračenje u obliku dva fotona sa istom energijom jednakom E g \u003d m e c 2 = 0,511 MeV zbog anihilacije usporenog pozitrona i elektrona. Anihilacijsko zračenje se apsorbira na mjestu nastanka.
Dakle, ukupna interakcija g- kvante sa materijom karakteriše ukupni poprečni presek, koji je zbir poprečnih preseka fotoelektričnog efekta, Comptonovog rasejanja i formiranja para s n:
(5.13),
a apsorpcija energije je poprečni presjek ukupne apsorpcije energije:
Slika 5.1 Zavisnost ukupnog poprečnog preseka interakcije i njegovih pojedinačnih komponenti od energije g-kvanta za kiseonik (a) i olovo (b): 1 - Comptonovo rasejanje; 2 - fotoelektrični efekat; 3 - puni presek; 4 - formiranje parova.
Na slici 5.1 prikazane su zavisnosti ukupnog poprečnog presjeka i njegovih pojedinačnih komponenti od energije za kiseonik i olovo. Prilikom izračunavanja interakcije g- kvanti sa materijom obično koriste makroskopske karakteristike interakcije g- zračenje u obliku proizvoda mikroskopskog poprečnog presjeka i koncentracije atoma: koeficijent interakcije mase, koji uključuje koncentraciju atoma po gramu tvari, i koeficijent linearne interakcije, koji uključuje koncentraciju atoma po jedinici zapremina supstance (1 cm 3). Faktor prigušenja mase g- zračenje, cm 2 /g:
gdje M- atomska masa; s- odeljak, štala. Jer Z/M približno jednak 0,5 za sve elemente osim vodonika, maseni koeficijent slabljenja g- zračenje ima približno istu vrijednost za sve elemente u energetskom području gdje je preovlađujući proces Comptonov efekat.
Linearni faktor slabljenja g- zračenje, 1/cm:
gdje r- srednja gustina, g/cm 3 .
Slično se određuju i koeficijenti apsorpcije energijeg- zračenje Wa I m a. Vrijednosti koeficijenata linearne i masene interakcijeg- kvanti s različitim materijalima dati su u .Interakcija gama zraka sa materijom može biti praćena fotoelektričnim efektom, Comptonovim rasejanjem i formiranjem parova elektron-pozitron. Vrsta efekta zavisi od energije gama-kvanta: = һυ-, gde je һ Plankova konstanta; υ - frekvencija zračenja; E je energija jonizacije odgovarajuće atomske ljuske (energija vezivanja izbačenog elektrona iz atoma).
Fotoelektrični efekat se javlja pri relativno niskim energijama, a javlja se na unutrašnjim elektronima atoma, uglavnom na elektronima K-ljuske. U ovom slučaju, sva energija gama-kvanta se prenosi na orbitalni elektron i on se izbacuje iz orbite.
Izbačeni elektron naziva se fotoelektron. On je taj koji može izazvati ionizaciju drugih atoma. Kao rezultat njegovog odvajanja, u atomu se pojavljuje slobodni nivo, koji je ispunjen jednim od vanjskih elektrona. U tom slučaju se emituje ili sekundarno meko karakteristično zračenje (fluorescentno zračenje) ili se energija prenosi na jedan od elektrona koji napušta atom. Fluorescentno zračenje se opaža u materijalima s velikim atomskim brojem. Vjerojatnost fotoelektričnog efekta raste sa povećanjem atomskog broja materijala i opada sa povećanjem energije fotona.
Comptonovo rasejanje je proces interakcije fotonskog zračenja sa materijom, u kojem foton, kao rezultat elastičnog sudara sa orbitalnim elektronom, gubi dio svoje energije i mijenja smjer svog početnog kretanja, a elektron trzanja (Compton e) je izbačen iz atoma. U ovom slučaju, frekvencija, a samim tim i energija raspršenog gama zraka bit će manja.
Energija Comptonovog elektrona jednaka je: E = һυ- һ
gdje je һυ energija primarnog fotona; h je energija raspršenog fotona.
Takav proces je najkarakterističniji za fotone, čija energija znatno premašuje energiju vezivanja elektrona u atomu, pa se raspršenje događa samo na vanjskim (valentnim) elektronima.
Interakcija beta zračenja sa materijom
Prolazak beta čestica kroz materiju praćen je elastičnim i neelastičnim sudarima sa jezgrima i elektronima medija koji usporava.
Elastično raspršivanje beta čestica na jezgrima je vjerojatnije i događa se pri relativno niskim energijama elektrona. Elastično raspršivanje beta čestica na elektronima je Z puta (Z je vrijednost nuklearnog naboja) manje vjerovatno nego na jezgrima. Teoretski, moguće je i pomicanje jezgara atoma kristalne rešetke.
Kada je energija beta čestica veća od energije vezivanja elektrona sa jezgrom (do -1 MeV), glavni mehanizam gubitka energije je neelastično rasipanje vezanih elektrona, što dovodi do jonizacije i ekscitacije atoma.
Pri visokim energijama elektrona, glavni mehanizam gubitka energije je radijacijsko kočenje, pri čemu dolazi do kočnog zračenja.
Dakle, procese interakcije beta čestica sa medijumom karakteriše radijaciono usporavanje i relativno veliki gubitak energije ili značajna promena smera njihovog kretanja u elementarnom aktu. Kao rezultat ove interakcije, intenzitet snopa beta čestica opada gotovo eksponencijalno sa povećanjem debljine apsorbirajućeg sloja x.
Putanja beta čestica u materiji je obično isprekidana linija, a putanja beta čestica iste energije ima značajno širenje. To je zbog činjenice da je masa beta čestica izuzetno mala, pa je vjerovatnoća elastičnog raspršenja jezgrima veća nego kod teških čestica. Dakle, beta čestice nemaju tačnu dubinu penetracije, jer imaju kontinuirani energetski spektar. Približne formule se koriste za grubu procjenu raspona beta čestica. Jedan od njih: Rav/Rair=ρair/ρav
gdje je Rav dužina putanje u mediju; Rair - dužina trčanja u zraku; ρair i ρav su gustina vazduha i medija, respektivno; E je energija beta čestica.
Gama zračenje karakteriše intenzitet, koji se shvata kao proizvod energijeγ -kvanta po njihovom broju, pada svake sekunde po jedinici površine normalno na tok gama-kvanta.
Kao i za bilo koju vrstu elektromagnetnog zračenja, intenzitet γ-zračenja iz tačkastog izvora opada obrnuto proporcionalno kvadratu udaljenosti od izvora zračenja (ako nema dodatne apsorpcije u mediju). Ovo je određeno čisto geometrijskim svojstvima fluksa zračenja, tj. njegovu divergenciju sa udaljenosti od tačkastog izvora zračenja. U stvarnosti, takvo slabljenje će se posmatrati u apsolutnom vakuumu.
Gama zračenje je visoko prodorno zračenje. Ali kada prođe kroz bilo koju supstancu, ta će je supstanca apsorbirati. Ova apsorpcija može nastati zbog interakcije γ-zračenja sa atomima, elektronima i jezgrima materije, što se manifestuje u obliku sljedećih efekata:
· fotoelektrični efekat- koji se sastoji u izbacivanju elektrona iz unutrašnjih elektronskih omotača atoma pomoću γ-kvanta (najčešće od TO-ljuska), što dovodi do njegove jonizacije i pojave slobodnog elektrona. Ovaj efekat prevladava pri energijama γ-kvanta ispod 0,5 MeV;
· komptonov efekat, koji se sastoji u činjenici da γ-kvant pobuđuje elektron u vanjskom omotaču atoma, prenoseći mu dio svoje energije, uslijed čega se njegova energija smanjuje i mijenja smjer (Comptonovo raspršivanje);
· formiranje parova - ako γ-kvant leti direktno u blizini jezgra i njegova energija prelazi 1,022 MeV, tada se može formirati par elektron-pozitron;
· fotonuklearne reakcije, u kojoj gama kvanti, apsorbirani od strane jezgra, pobuđuju ga prenoseći na njega svoju energiju, a ako je ta energija veća od energije vezivanja neutrona, protona ili alfa čestice, tada te čestice mogu napustiti jezgro. Na fisilnim jezgrima (235 U, 239 Pu, itd.), ako je energija gama-kvanta veća od praga nuklearne fisije, doći će do njegove fisije.
Zbog svih ovih interakcija, kada gama zračenje prođe kroz apsorber, njegov intenzitet se smanjuje prema zakonu:
gdje I 0 , I je intenzitet γ-zračenja prije i nakon prolaska kroz apsorber;
μ je linearni koeficijent slabljenja;
d je debljina apsorbera.
Na sl. Slika 3.1 prikazuje jednostavan dizajn eksperimenta prigušenja. Kada gama zračenje sa intenzitetom I 0 pada na debljinu apsorbera d, intenzitet I zračenje koje je prošlo kroz apsorber opisuje se eksponencijalnim izrazom (3.1).
Rice. 3.1. Osnovni zakon slabljenja gama zračenja
Intenzitet prenesenog zračenja I je funkcija energije gama zračenja, sastava i debljine apsorbera. Stav I/I 0 se naziva propusnost gama zračenja. Slika 3.2 prikazuje eksponencijalno slabljenje za tri različite energije gama zraka. Sa slike se vidi da propusnost raste sa povećanjem energije gama zračenja i opada sa povećanjem debljine apsorbera. Faktor μ u jednačini (3.1) naziva se linearni faktor slabljenja.
Linearni faktor slabljenjaμ zavisi od energije γ zraka i svojstava materijala koji apsorbuje. Ima dimenziju m -1 i numerički je jednak udjelu monoenergetskih gama kvanta koji napuštaju paralelni snop po jedinici putanje zračenja u tvari. Linearni koeficijent slabljenja zavisi od gustine i serijskog broja supstance, kao i od energije gama zraka. Na primjer, olovo ima veliku gustoću i visok atomski broj i prenosi mnogo manji dio upadnog gama zračenja od aluminija ili čelika iste debljine.
Rice. 3.2. Zavisnost propusnosti gama zraka od debljine olovnog apsorbera
Vrijednosti linearnog koeficijenta prigušenja gama zračenja iz izvora 60 Co za različite materijale prikazane su u tabeli 3.1, a njihova zavisnost od energije γ-kvanta - u tabeli 3.2.
Debljina sloja apsorbera potrebna da se intenzitet zračenja smanji za polovinu naziva se poludebljina d 1/2.
Iz zakona apsorpcije (3.1) slijedi da je polovina debljine jednaka
Tabela 3.1
Linearni koeficijent slabljenja μ materijala γ-zračenja Co-60
Tabela 3.2
Zavisnost linearnog koeficijenta prigušenja μ materijala
na energiju γ-kvanta
| E, MeV | μ, cm -1 | |||||
| Olovo | Voda | Aluminijum | Iron | Grafit | Zrak | |
| 0,10 | 0,171 | 0,455 | 2,91 | 0,342 | 2,00 10 -4 | |
| 0,15 | 22,8 | 0,151 | 0,371 | 1,55 | 0,304 | 1,76 10 -4 |
| 0,20 | 11,1 | 0,137 | 0,328 | 1,15 | 0,277 | 1,59 10 -4 |
| 0,30 | 4,43 | 0,119 | 0,280 | 0,865 | 0,241 | 1,38 10 -4 |
| 0,40 | 2,62 | 0,106 | 0,249 | 0,740 | 0,214 | 1,23 10 -4 |
| 0,50 | 1,80 | 0,0966 | 0,227 | 0,661 | 0,196 | 1,12 10 -4 |
| 0,80 | 0,999 | 0,0786 | 0,184 | 0,526 | 0,159 | 9.13 10 -5 |
| 1,0 | 0,798 | 0,0279 | 0,165 | 0,471 | 0,143 | 8.21 10 -5 |
| 1,5 | 0,591 | 0,0575 | 0,135 | 0,382 | 0,117 | 6,68 10 -5 |
| 2,0 | 0,518 | 0,0493 | 0,116 | 0,334 | 0,0999 | 5,74 10 -5 |
| 3,0 | 0,475 | 0,0396 | 0,0950 | 0,284 | 0,0801 | 4,63 10 -5 |
| 4,0 | 0,472 | 0,0340 | 0,0834 | 0,260 | 0,0684 | 3,98 10 -5 |
| 5,0 | 0,480 | 0,0302 | 0,0761 | 0,247 | 0,0603 | 3,54 10 -5 |
| 8,0 | 0,519 | 0,0242 | 0,0651 | 0,233 | 0,0482 | 2,87 10 -5 |
| 0,552 | 0,0220 | 0,0619 | 0,233 | 0,0439 | 2,62 10 -5 | |
| 0,628 | 0,0193 | 0,0584 | 0,241 | 0,0380 | 2,31 10 -5 | |
| 0,694 | 0,0180 | 0,0578 | 0,250 | 0,0351 | 2,19 10 -5 | |
| 0,792 | 0,0170 | 0,0584 | 0,269 | 0,0329 | 2,08 10 -5 | |
| 0,863 | 0,0166 | 0,0603 | 0,285 | 0,0320 | 2,06 10 -5 | |
| 0,915 | 0,0166 | 0,0616 | 0,299 | 0,0320 | 2,08 10 -5 |
Linearni koeficijent slabljenja je najjednostavniji koeficijent slabljenja koji se može eksperimentalno izmjeriti, ali se obično ne daje u tabelama za pretraživanje zbog ovisnosti o gustoći apsorbirajućeg materijala. Na primjer, voda, led i para imaju različite linearne koeficijente slabljenja za istu energiju, iako se sastoje od iste tvari.
Gama zraci uglavnom djeluju s atomskim elektronima, stoga koeficijent slabljenja mora biti proporcionalan gustini elektrona P, što je proporcionalno nasipnoj gustini apsorbirajućeg materijala. Za bilo koju određenu supstancu, odnos elektronske gustine i zapreminske gustine te supstance je Z/A konstanta nezavisna od zapreminske gustine. Z/A odnos je skoro konstantan za sve osim za najteže elemente i vodonik:
P=Zρ / A, (3.3)
gdje P- elektronska gustina;
Z- atomski broj;
ρ - gustina mase;
A- maseni broj.
Ako podijelimo linearni koeficijent slabljenja sa gustinom supstance ρ, dobićemo faktor prigušenja mase, što ne zavisi od gustine supstance:
Maseni koeficijent slabljenja mjeri se u cm 2 /g (u SI sistemu - m 2 /kg) i zavisi samo od serijskog broja supstance i energije gama zraka. Sudeći po jedinici mjerenja ovog koeficijenta, on se može smatrati efektivnim poprečnim presjekom za interakciju elektrona po jedinici mase apsorbera. Maseni koeficijent slabljenja može se zapisati kao poprečni presjek reakcije σ (cm2):
gdje N 0 - Avogadrov broj (6,02 10 23);
ALI- maseni broj upijajućeg elementa.
Poprečni presjek interakcije σ i slični su po definiciji presjecima reakcije, tj. određuje vjerovatnoću curenja i proces tokom interakcije gama kvanta sa atomom. Vezano je za linearne koeficijente slabljenja μ i formula
gdje N- broj atoma supstance u 1 cm 3;
i- kratka oznaka fotoelektričnog efekta (f), Comptonovog efekta (c) i efekta formiranja parova elektron-pozitron (p).
Poprečni presjeci su izraženi u štalama po atomu.
Koristeći koeficijent prigušenja mase, jednačina (3.1) se može predstaviti na sljedeći način:
, (3.7) gdje x = ρ d.
Maseni koeficijent slabljenja ne zavisi od gustoće, već zavisi od energije fotona i atomskog broja apsorbera. Na slikama 3.3 i 3.4 prikazana je ovisnost o energiji fotona u rasponu od 0,01 do 100 MeV za grupe elemenata od ugljika do olova. Ovaj faktor se češće prikazuje u tabeli od linearnog faktora slabljenja jer kvantificira vjerovatnoću interakcije gama zraka sa određenim elementom.
Rice. 3.3. Ovisnost koeficijenta apsorpcije ukupne mase od energije fotona za različite materijale (energetski raspon od 0,01 do 1 MeV)
Priručnik sadrži tabele zavisnosti linearnih i masenih koeficijenata slabljenja i srednjeg slobodnog puta gama kvanta od njihove energije u rasponu od 0,01 do 10 MeV za različite supstance.
Interakciju gama zračenja sa složenom supstancom karakteriše efektivni redni red Z efekat ove supstance. On je jednak serijskom broju takve uslovne jednostavne supstance, čiji se koeficijent prigušenja mase pri bilo kojoj energiji gama zraka podudara sa koeficijentom prigušenja mase ove složene supstance. Izračunava se iz omjera:
gdje R 1 , R 2 , …, R n- težinski procenat sastavnih supstanci u složenoj supstanci;
μ 1 /ρ 1 , μ 2 /ρ 2 , …, μ n/ρ n su maseni koeficijenti slabljenja sastavnih supstanci u složenoj tvari.
Uzimajući u obzir gornja tri glavna efekta interakcije gama zračenja sa materijom, ukupni linearni koeficijent slabljenja sastojat će se od tri komponente određene fotoelektričnim efektom, Comptonovim efektom i efektom stvaranja para:
Svaki od njih na drugačiji način ovisi o serijskom broju tvari i energiji gama zraka.
At fotoelektrični efekat atom gama apsorbuje, a elektron izlazi iz atoma (slika 3.5).
Rice. 3.5. Šema procesa fotoelektrične apsorpcije
Dio kvantne energije gama zraka, jednak energiji veze ε e, troši se na odvajanje elektrona od atoma, a ostatak se pretvara u kinetičku energiju ovog elektrona. Ona:
Prva karakteristika fotoelektričnog efekta je da se javlja samo kada je energija gama zraka veća od energije vezivanja elektrona u odgovarajućoj ljusci atoma. Ako je energija gama zraka manja od energije vezivanja elektrona u TO-ljuska, ali više nego unutra L-ljuske, onda fotoelektrični efekat može ići na sve ljuske atoma, osim TO- školjke itd.
Druga karakteristika je povećanje fotoelektrične apsorpcije gama zraka s povećanjem energije vezivanja elektrona u atomu. Na slabo vezanim elektronima fotoelektrični efekat se praktički ne opaža, a slobodni elektroni uopće ne apsorbiraju gama zrake. Linearni koeficijent slabljenja fotoelektričnog efekta je proporcionalan omjeru Z4/E γ 3 .
Ova proporcionalnost je samo približna, budući da je eksponent Z varira u rasponu od 4,0 do 4,8. Kako se energija gama kvanta smanjuje, vjerovatnoća fotoelektrične apsorpcije brzo raste (vidi sliku 3.6). Fotoelektrična apsorpcija je dominantan proces interakcije niskoenergetskih gama zraka, rendgenskih zraka i kočnog zraka.
Fotoelektrični efekat se uglavnom primećuje u K- I L-ljuske teških atoma pri energijama gama zraka do 10 MeV. Koeficijent μ f naglo opada sa povećanjem energije gama zraka i približava se nuli pri energiji od oko 10 MeV, tj. fotoelektroni se ne proizvode. Na sl. 3.6 prikazuje fotonaponski maseni koeficijent ekstinkcije za olovo. Vjerovatnoća interakcije brzo raste sa smanjenjem energije, ali onda naglo opada pri energiji fotona gama zraka tik ispod energije vezivanja K-elektrona. Ovaj skok se zove K-edge. Ispod ove energije, gama zraci nemaju dovoljno energije za izbacivanje K-elektron. Ispod K vjerovatnoća interakcije na ivici se ponovo povećava sve dok energija postaje ispod energija vezivanja L-elektroni. Takvi skokovi se zovu L ja - , L II - , L III - - ivice.
Rice. 3.6. Fotonaponski maseni koeficijent ekstinkcije za olovo
Na slabo vezanim elektronima atoma, γ-kvant se raspršuje, tzv Comptonov efekat . S takvom interakcijom dolazi do, takoreći, elastičnih sudara γ-kvanta s ekvivalentnom masom m γ = E/c 2 sa masom elektrona ja. Šematski je takav sudar prikazan na slici 3.7. U svakom takvom sudaru, γ-kvant prenosi dio svoje energije na elektron, dajući mu kinetičku energiju. Stoga se ti elektroni nazivaju povratni elektroni. Kinetička energija povratnog elektrona bit će jednaka
gdje v i su frekvencija γ-kvanta prije i poslije sudara;
h je Plankova konstanta.
Rice. 3.7. Šema interakcije gama kvanta sa materijom
sa Comptonovim efektom
Nakon sudara, elektron trzanja i γ-kvant se raspršuju pod uglovima θ i φ u odnosu na početni smjer γ-kvanta. Uzimajući u obzir zakone održanja energije i količine gibanja (momenta), doći će do promjene talasne dužine γ-kvanta:
U tangencijalnim sudarima, γ-kvant se odbija pod malim uglovima (φ ~ 0) i njegova talasna dužina se neznatno menja. Maksimalna će biti u frontalnim sudarima (φ ~ 180 0), dostižući vrijednost
Energija raspršenog gama-kvanta i elektrona trzanja e e povezani su sa početnom energijom gama kvanta, sa uglovima φ i θ relacijama:
Pošto je interakcija γ-kvanta sa bilo kojim elektronom nezavisna, vrijednost μ to proporcionalno elektronskoj gustini N e, što je pak proporcionalno rednom broju Z supstance. Ovisnost μ o energiji γ-kvanta h v i Z, koji su dobili fizičari Klein, Nishina i Tamm, ima oblik:
gdje N- broj atoma u 1 cm 3 supstance.
Comptonov efekat se javlja uglavnom na slabo vezanim elektronima u vanjskim omotačima atoma. Kako energija raste, udio raspršenih γ-kvanta se smanjuje. Ali smanjenje koeficijenta linearnog raspršenja μ do dešava se sporije od μ f. Dakle, u energetskom regionu Eγ > 0,5 MeV Comptonov efekat prevladava nad fotoelektričnim efektom.
U spektrometriji gama zraka, količina dμ do /dE e pozvao diferencijalni Comptonov koeficijent raspršenjaγ -quanta. Njegovo fizičko značenje je da određuje broj elektrona trzanja po jedinici zapremine materije, formiranih fluksom gama zraka F sa energijom Eγ , čija energija leži u rasponu od nule do maksimalne vrijednosti Ona Max. Klein-Nishina-Tamm teorija omogućava da se dobije analitički izraz za veličinu dμ to / dE e = Nd, gdje N je broj atoma po jedinici zapremine supstance. Da bismo ilustrovali ovu zavisnost, predstavljamo grafičku distribuciju elektrona trzanja za tri fiksne energije gama zraka (slika 3.8). U slučaju visokih energija γ zraka (više od 2 MeV), raspodjela energije povratnih elektrona je gotovo konstantna. Odstupanje od konstantne vrijednosti (povećanje gustine distribucije elektrona trzanja) počinje kada se njihova energija približi energiji γ-kvanta, formirajući tzv. Compton peak. U ovom slučaju, energija povratnih elektrona u Comptonovom vrhu je nešto niža od energije gama kvanta koji ih je generirao (kao što se može vidjeti sa slike).
Rice. 3.8. Distribucija energije povratnih elektrona
za γ-kvante različitih energija
Pošto energija povratnih elektrona ne može biti veća od početne energije γ-kvanta, nakon Comptonovog vrha distribucija se naglo prekida na nulu. Sa smanjenjem energije γ-kvanta (manje od 1,5 MeV), narušena je i uniformnost distribucije ispod Comptonovog vrha. Slika 3.9 prikazuje zavisnost energije Comptonove ivice od energije gama zraka. Iz ovoga slijedi da, kako se energija gama zraka povećava, razlika u energijama fotopika i Comptonove ivice prvo brzo raste, ali, počevši od energija od 100-200 keV, ta razlika teži konstantnoj vrijednosti.
Efekat uparivanja nastaje tokom prolaska γ-kvanta u blizini jezgra, ako njegova energija prelazi graničnu vrijednost od 1,022 MeV. Izvan polja jezgra, γ-kvant ne može formirati par elektron-pozitron, jer u ovom slučaju, zakon održanja impulsa će biti prekršen. Iako je energija od 1,022 MeV dovoljna da se generiše par, tada impuls generisanih čestica mora biti jednak nuli, dok γ-kvant ima impuls različit od nule i jednak E γ /c. Međutim, u polju jezgra ovaj efekat postaje moguć, jer se u ovom slučaju energija i impuls γ-kvanta raspoređuju između elektrona, pozitrona i jezgra bez kršenja zakona održanja. U ovom slučaju, pošto je masa jezgra hiljadama puta veća od mase elektrona i pozitrona, ono prima neznatan dio energije γ-kvanta, koji je gotovo potpuno raspoređen između elektrona i pozitrona. Šematski, efekat rođenja para elektron-pozitron prikazan je na slici 3.10.
Rice. 3.9. Ovisnost energije Comptonove ivice o energiji gama zraka
Rice. 3.11. Ovisnost linearnih koeficijenata slabljenja gama zračenja od energije γ-kvanta za olovo
Sva tri gore opisana procesa interakcije doprinose ukupnom masenom koeficijentu ekstinkcije. Relativni doprinos tri interakcijska procesa zavisi od energije gama-kvanta i atomskog broja apsorbera. Na sl. 3.12 prikazuje skup krivulja prigušenja mase koje pokrivaju širok raspon energija i atomskih brojeva. Koeficijent slabljenja za sve elemente, izuzev vodonika, ima nagli porast u području niske energije, što ukazuje da je fotoelektrična apsorpcija preovlađujući proces interakcije u ovom području. Lokacija ovog porasta jako ovisi o atomskom broju. Iznad porasta u niskoenergetskom području, vrijednost koeficijenta masenog prigušenja postepeno opada, definirajući regiju u kojoj je Comptonovo raspršenje dominantna interakcija.
Rice. 3.12. Maseni koeficijenti slabljenja nekih elemenata
(prikazane su energije gama kvanta, koje se obično koriste u
identifikacija izotopa uranijuma i plutonijuma gama zračenjem)
Maseni koeficijenti slabljenja za sve elemente sa atomskim brojem manjim od 25 (gvožđe) su skoro identični u energetskom opsegu od 200 do 2000 keV. U rasponu od 1 do 2 MeV, krive prigušenja konvergiraju za sve elemente. Oblik krivulje slabljenja mase vodonika pokazuje da se interakcija gama zraka s energijama iznad 10 keV događa gotovo isključivo Comptonovim raspršivanjem. Pri energijama iznad 2 MeV za elemente sa visokim atomskim brojem Z proces interakcije sa formiranjem parova postaje važan, a koeficijent prigušenja mase ponovo počinje da raste.
Postoje tri glavna procesa interakcije -kvanta i materije. To su: fenomen fotoelektričnog efekta, Comptonov efekat i proces formiranja parova elektron-pozitron.
Fotoelektrični efekat.
Fenomen leži u činjenici da -kvant, u interakciji sa materijom, svu svoju energiju prenosi na elektron, koji zauzvrat može učestvovati u drugim procesima. Energetski bilans fotoelektričnog efekta opisan je Einstein formulom
h \u003d A + E k,
gdje je A radna funkcija atoma, a E k kinetička energija elektrona.
Comptonov efekat.
Efekat se manifestuje u rasejanju -kvanta elektronom. U ovom slučaju, raspršeni kvant ima veću talasnu dužinu od primarnog -kvanta. Promena talasne dužine zračenja tokom ovog procesa određena je relacijom
gdje 
.
Poziva se vrijednost 0 Comptonova talasna dužina elektrona. Ugao je ugao raspršenja. Razlika između energija upadnog i raspršenog -kvanta pretvara se u kinetičku energiju povratnog elektrona. Tako se u Comptonovom fenomenu energija -kvanta djelomično troši na izbacivanje elektrona (elektrona povratnog udara) i pojavu svjetlosnih kvanta, što zauzvrat dovodi do fotoelektričnog efekta i Comptonovog efekta. Broj elektrona materije uključenih u Comptonovo rasejanje opada sa povećanjem energije γ-kvanta (slika 2).
Formiranje para.
Proces formiranja parova elektron-pozitron počinje sa energijama -kvanta 1,0210 6 eV (slika 2). Ova količina je dvostruko veća od energije mirovanja elektrona ili pozitrona. Interakcija se odvija u jednoj tački blizu jezgra ili elektrona, ali ne u vakuumu, što je zbog potrebe da se istovremeno ispune zakoni održanja energije i impulsa.
Za -zračenje koje nastaje radioaktivnim raspadom, treći mehanizam koji se razmatra je neefikasan, jer energija -kvanta tokom radioaktivnog raspada ne prelazi 3 MeV.
Iz svega rečenog proizlazi da potpuna apsorpcija gama kvanta u supstanciji, koja dovodi do oslobađanja elektrona, ovisi o njihovoj energiji i atomskom broju tvari.
Rice. 2. Spektar apsorpcije olova, razložen na tri dijela:
1 - fotoelektrični efekat, 2 - Comptonov efekat, 3 - proizvodnja u paru
Apsorpcija gama zraka.
Iskustvo je pokazalo da što je veća gustina tela, to više prigušuju γ-zračenje. Jedan od najmanje propusnih metala za γ-zračenje je olovo, a najpropusniji metal (više od stakla) je aluminijum (slika 3).
Apsorpcija γ-zraka, kao i kod svakog drugog elektromagnetnog zračenja, zavisi od debljine sloja supstance koja ih apsorbuje. Za svaku vrstu zračenja, u zavisnosti od energije fotona, priroda apsorpcije se menja, kao što je slučaj sa visokoenergetskim gama kvantima koji se apsorbuju sa formiranjem parova elektron-pozitron. Eksperimentalni podaci su pokazali da je intenzitet paralelnog snopa gama zraka koji je prošao kroz sloj materije debljine x adekvatno opisan Bouguer-Lambertovim zakonom.
, (6)
gdje - koeficijent apsorpcije gama zraka, u zavisnosti od talasne dužine i vrste supstance.
Uzimajući u obzir sva tri tipa interakcije gama kvanta sa materijom, o kojima smo govorili, koeficijent apsorpcije se može predstaviti kao
,
gdje 
- koeficijenti apsorpcije za fotoelektrični efekat, Comptonov efekat i proces stvaranja para elektron-pozitron (slika 3).
Tabela 1
a) koeficijent slabljenja -zračenja za aluminijum.
|
|
|
|
|
|
gdje su koeficijenti 
daju se debljini sloja od 1 cm.
b) koeficijent slabljenja -zračenja za olovo.
|
|
|
|
|
|
Vrijednosti koeficijenata apsorpcije ,
kao i koeficijenti 
za različite supstance u zavisnosti od energije kvanta upadnog zračenja obično se daju u obliku tabela i grafikona u referentnoj literaturi,
Na sl. 3 prikazane su zavisnosti koeficijenata 
iz energije kvanta, kada -zračenje pada na olovo i aluminijum. Tačnije, ove zavisnosti u obliku brojeva prikazane su u tabeli 1.
Rice. 3. Zavisnost koeficijenata apsorpcije od energije -kvanta:
a - za olovo; b - za aluminijum.
Bouguer-Lambertov zakon (6) omogućava eksperimentalno određivanje μ - koeficijenata apsorpcije. Kao što slijedi iz (6) za debljine apsorbiranog sloja x 1 i x 2
.
(7)
Oduzimanjem jednačine jedan od druge jednačine u (7), dobijamo
,
(8)
.
(9)
Dakle, ako iz eksperimentalnih podataka nacrtamo zavisnost lnI od debljine apsorpcionog sloja, tada će nagib ovog linearnog grafikona biti numerički jednak koeficijentu apsorpcije - .
Rice. 4. Blok dijagram eksperimentalne postavke