A radioaktív sugárzás fajtái, a gamma-kvantumok anyaggal való kölcsönhatásának főbb folyamatai. A gamma-sugárzás kölcsönhatása az anyaggal Gamma-sugarak kölcsönhatása az anyaggal fotoelektromos hatás
Az y-kvantumok anyaggal való kölcsönhatásának tizenkét típusa ismert. Ezek közül a geofizikában használt izotópforrásokra jellemző 0,05-5-1,5 MeV energiatartományban három jelentős: a fotoelektromos hatás, a Compton-effektus és a párok kialakulása.
A kvantumok anyaggal való kölcsönhatásának teljes mikroszkópos keresztmetszete megegyezik a felsorolt folyamatok keresztmetszeteinek összegével:
Fotoelektromos hatás (fotoelektromos abszorpció) A kvantumnak az atommal való olyan kölcsönhatását nevezzük, amelyben a kvantum elnyelődik, és energiáját részben az elektron leválasztására fordítják, és részben kinetikus energia formájában átadják az utóbbinak.
Az az atom, amely a fotoelektromos hatás következtében elektront veszített, instabil állapotban van. A felszabaduló héjat szinte azonnal megtölti egy távolabbi szintről származó elektron. E szintek energiáinak különbségével megegyező energiatöbblet szabadul fel karakterisztikus - adott elemre bizonyos energiával rendelkező - röntgensugárzás kvantumainak formájában.
Compton hatás az atomok elektronjain y ~ kvantumok rugalmas szórását nevezzük. Ennek eredményeként a kvantumok irányt változtatnak, és az energia egy részét átadják az elektronoknak. Eg>Ei esetében az atomi elektronok szabadnak és nyugalomban lévőnek tekinthetők. Az atommal való kötésük gyakorlatilag nincs hatással a szóródás törvényeire.
(Pl. a gamma-kvantumok energiája, Ei az összes elektron energiája, Z az elem sorszáma).
Párosítási hatás egy elektron és egy pozitron keletkezése kvantum által, olyan energiával, amely egyenlő e részecskék nyugalmi energiáinak összegével = 1,02 MeV.
A pozitron szinte azonnal megsemmisül az anyag szabad elektronjával való ütközés következtében. Ebben az esetben két g-kvantum képződik, amelyek energiája 0,51 MeV.
A gamma-kvantumok és a neutronok forrásai a fúrólyuk radioaktív gyűjtőberendezéseinek legfontosabb elemei. Ha a vizsgált részecskék fluxussűrűségének időbeni változása csak statisztikai ingadozásokkal jár, a forrást stacionáriusnak nevezzük. Ha a változást nem csak statisztikai ingadozások okozzák, a forrást nem stacionáriusnak nevezzük. Általában a nem helyhez kötött források működnek
impulzus üzemmódban.
Ingadozás- Egy fizikai mennyiség véletlenszerű eltérése az átlagos értékétől; ciklikus ingadozások, instabilitás.
A g-kvantumok forrásai fémampullák, amelyek általában (b-aktív hatóanyagokat. A b-bomlás következtében g-sugárzás lép fel. A b-részecskék sugárzása az ampulla testében vagy a speciális szűrők segítségével
trov. A -g aktivitást, sugárzási energiát és a forrás egyéb paramétereit meghatározó gyógyszer típusa a megoldandó probléma típusától függ (3. táblázat). Az ampullaforrások helyhez kötöttek.
Sugárzásérzékelők gáztöltésűre, szcintillációsra és félvezetőre osztva. Működésük elve a sugárzás és az anyag kölcsönhatásából származó elektronok és ionok vagy fényfotonok regisztrálásán alapul.
Gázzal töltött detektorok inert gázzal töltött üveg- vagy fémcső, amelynek két elektródája van. Ionizáló sugárzás hiányában az elektródák között nem folyik áram. A gamma kvantumok abszorbeálódnak egy gázban elektronok, neutronok képződésével - a-részecskék és protonok képződésével. A töltött részecskék ionizálják a gázt, ami elektromos áramimpulzusokat eredményez.
Szcintillációs számlálók optikailag aktív anyagokból - szcintillátorokból - készülnek. Amikor az ionizáló sugárzás kölcsönhatásba lép egy optikailag aktív anyaggal, az atomok és molekulák gerjesztődnek, amelyekből fotonokat bocsátanak ki. A kvantumok regisztrálásakor szcintillátorként nátrium-jodid NaJ vagy cézium-jodid CsJ egykristályait használják, amelyeket a tallium T1 fénykibocsátásának növelésére aktiválnak. Termikus neutronok regisztrálásához
európiummal aktivált, 6Li izotóppal dúsított lítium-jodid kristályokat, vagy ezüsttel aktivált cink-szulfid alapú kristályokat használnak.
A félvezető detektorok szabad töltéshordozók létrehozásán alapulnak szilárd testben ionizáló sugárzás hatására. A szilárd testben lévő részecskék tartománya körülbelül 103-szor kisebb, mint a gázban, és az ionizáció valószínűsége
sokkal magasabb.
Félvezető detektor (SPD) félvezető szilícium vagy germánium anyag kristálya kis p- és n-régióval, amelyet a szennyeződések magas koncentrációja és a közöttük elhelyezkedő kiterjesztett szennyeződésmentes L régió jellemez. Az i régió szélessége 8-ra állítható. 12 mm-re a szennyeződések lítium-ionokkal történő kompenzálásával. Ezért a meglévő PPD-k általában szilícium-lítium vagy germánium-lítium. Az i-régió ionizálása során
van egy áramimpulzus, melynek erőssége arányos az energiával
ionizáló részecske.
Az SPD-t főként kvantumok regisztrálására használják. A viszonylag kis munkatérfogat azt a tényt eredményezi, hogy az SPD hatékonysága alacsony - a kvantumok nagy része áthalad rajta, elkerülve az abszorpciót.
Kérdés
a jfm fizikai alapjai - lásd fent (31. eleje). Ráadásul!
Detektorok- lásd fent (31).
A rugalmas neutronszórás olyan magreakció, amelyben az atommag belső energiája nem változik, és a rendszer ütközés előtti és utáni mozgási energiájának összege megmarad.
A lassulás addig folytatódik, amíg a neutronok termikus egyensúlyba nem kerülnek a közeggel, azaz energiájuk átlagosan arányossá válik az atomok és molekulák hőmozgásának energiájával. Ezért nevezik az ilyen neutronokat termikusnak.
Kérdés
Sűrűség GGC
A sűrűségi gamma-gamma naplózás (GGK-P) a kőzetek sűrűségének meghatározására és a kútburkolat minőségének felmérésére szolgál. Ennek megfelelően léteznek gamma-gamma sűrűségmérők és gamma-gamma cementmérők.
A GGK-P fizikai alapjai egy anyag kemény y-kvantumokkal történő besugárzásakor fellépő jelenségek elemzésével tisztázható. A fúrólyuk körülmények között megvalósított geometriával a források és a detektorok a vizsgált objektum azonos oldalán helyezkednek el (94. ábra). Ezért csak a szétszórt
quanta. Ezért a gamma-kvantumok anyaggal való kölcsönhatásának típusát a Camton-effektus szabályozza.
Compton hatás az atomok elektronjain y ~ kvantumok rugalmas szórását nevezzük.
A Z érték aránya, a protonok száma az A-hoz
az azonos magok számának időbeni csökkenésének üteme =0,5.
Z / A = 0,5-nél viszont az mk arány szerint arányos a d anyag térfogatsűrűségével. Lent egy magyarázat..
részvényeket és mk jelöli
A campton-effektushoz:
A Z/L = 0,5 feltétel teljesülése azt jelenti, hogy a közeg térfogatsűrűsége megegyezik a 6e elektronsűrűségével. A legtöbb kőzet, különösen a homokkő és a karbonátok BTW szilárd fázisának sűrűsége gyakorlatilag megegyezik az elektronsűrűségével.
hír legyen a tv. Ugyanakkor a folyékony fázisra (víz, olaj és néhány más tárolófolyadék) Z/A=0,5 a hidrogén hatására. Ezért a folyékony fázis esetében a dw sűrűség és a dev elektronsűrűség jelentősen különbözik. Például vízhez:
Porózus vízzel telített kőzetekre a következőket írhatjuk:
Ha kivonjuk az egyiket a másikból, és az 1-es egyenletet használjuk, a következőt kapjuk:
Így a hidrogéntartalom hatásából adódó hiba kicsi, megközelítőleg állandó, és az értelmezés során figyelembe vehető.
Szondák
Léteznek egyszondás (egy forrás – egy detektor) és kétszondás (egy forrás – két detektor) sűrűségmérők. A szonda teljes hossza Lz (szonda) a forrás és a detektor felezőpontjai közötti távolság, az L szonda hossza a távolság
a szonda külső generatrixa mentén a kollimációs lyukak közeli élei között. A szonda maximális hosszát a forrás biztonsági szempontból megengedett aktivitása, a minimális hosszát a képernyő mérete korlátozza. A legtöbb kétszondás készüléknél a kis szonda Lz = 15-25 cm (L = 10-18 cm), a nagy szonda Lz = 35-45 cm (L = 30-35 cm).
A HGM-ek sekély mélységgel rendelkeznek, ezért leolvasásaik nagyot mutatnak
agyagtorta és barlangok befolyásolják. Ugyanezen okból kifolyólag nem használhatók a kőzetek paramétereinek meghatározására tokos kutakban.
A gamma-gamma sűrűségmérés segítségével megoldott feladatok:
különböző sűrűségű kőzetek kiválasztása a kutak szakaszaiban; az ásványi anyagok tartalmának azonosítása és mennyiségi meghatározása, amelyek sűrűsége eltér a befogadó kőzetek sűrűségétől; a porozitási együttható meghatározása.
Röviden időzzünk mindegyiknél. A gamma-gamma sűrűségmérés lehetővé teszi a 0,03-0,05 g/cm3-nél nagyobb sűrűségű kőzetek elkülönítését. Egyértelműen megkülönbözteti a kősókat, anhidriteket terrigén és karbonát szakaszokban - olaj- és gáztározókban, amelyeket csökkentett sűrűség jellemez.
A gamma-gamma sűrűségmérések segítségével meghatározható a szénrétegek mélysége, vastagsága, szerkezete (d=1,2-1,8 g/cm3). Ásványok izolálására is használják, amelyek sűrűsége eltér a befogadó kőzetek sűrűségétől. Ez mindenekelőtt a mangán- és kromitércekre vonatkozik, d= 3,7-4,5 g/cm3). A szén hamutartalma és sűrűsége, a vastartalmú kvarcitok sűrűsége és vastartalma közötti korrelációs függőség jelenléte lehetővé teszi a GGK-P felhasználását
készletszám.
A porozitási együtthatót a következő képlet határozza meg:
A 2. képletből származik (fent).
Kérdés
NEUTRON NAPLÓ
A kőzetek folyamatos gyors neutronárammal történő besugárzásán és a termikus neutronok, epitermális neutronok vagy a sugárzáselfogás g-kvantumainak regisztrálásán alapuló kútnaplózási módszert neutron loggingnak (NC) nevezik.
NK módosítások
Létezik epitermikus neutron-neutron-naplózás (NNK-NT), termikus neutron-neutron-naplózás (NNK-T), integrált neutron-gamma-sugár-naplózás (NGK) és spektrometrikus neutron-gamma-sugár-naplózás (SNGK).
fúrószerszámok A neutronmódszerek megközelítőleg hasonlóak (ábra).
Általános esetben a következőket tartalmazzák: egy farok / gyorsneutronok ampulla forrásával 2 (szállítás és tárolás során a farok a forrással védőtartályba kerül); kivéve a 3 detektor képernyő-moderátor hidrogéntartalmú anyagból és a 4 képernyő-abszorber ólom közvetlen besugárzását; 5 neutron vagy 7 kvantum detektora; detektor 6 y-kvantum természetes sugárzás; elektronikus áramkör 7. Így a készülékek egyidejű NDT és GK.
Az érzékelők hossza és a képernyők jelenléte a fúrószerszámban ahhoz vezet, hogy
az a tény, hogy a 4 detektor az inverziós pont mögött található. Ezért olyan környezetekben, ahol nagy
a moderátorok, például a porózus olajtartalmú képződmények koncentrációja különbözik
neutronmódszerek diagramjai csökkentett indikátorokkal, és a rétegek sűrűek, alacsonyak
porózus – emelkedett. Neutron módszerek szondái, detektorai, amelyekben
az inverziós pont mögé helyezve, ún túl az inverzión.
Az NC módosítása elsősorban a detektor típusától és az azt körülvevő szűrőktől függ. Az NNK-T mérőeszközök héliumot, ritkábban szcintillációt használnak
adagszámlálók. A rögzített számlálási sebesség főként a termikus neutronfluxusnak köszönhető. Az NNK-NT mérési elrendezésekben a számlálókat kadmiumszűrők veszik körül, amelyek elnyelik a termikus neutronokat. Az NGK berendezések szcintillációs, ritkábban gázzal töltött detektorokat használnak.
y-quanta, az SNGK spektrometriai berendezésében - kiváló minőségű arányos szcintillációs detektorok. Egyes esetekben félvezető detektorokat (SPD) használnak, amelyek sokkal nagyobb energiafelbontást biztosítanak. Az SPD-k azonban hűtést igényelnek, ami jelentősen megnehezíti a műszerek tervezését és a méréstechnikát.
Az NDT berendezés fontos paramétere a szonda hossza Lz - a távolság a forrás közepétől a detektor közepéig (többszondás műszerek esetén - a detektor elejéig).
Fizikai alapok
A neutron módszerek indikációi a kőzet moderáló, elnyelő és kibocsátó tulajdonságaitól függenek. Tekintsük azokat a paramétereket, amelyek meghatározzák ezeket a tulajdonságokat.
Neutron moderálási hossza Ls. Látható, hogy a lassulás hosszát a kőzetek porozitási együtthatója határozza meg, azaz a hidrogéntartalmukhoz kapcsolódik; a litológia hatása sokkal kisebb. Mert
A legtöbb kőzetképző ásványnál, amely nem tartalmaz kristályvizet, az Ls értékek különbségei jelentéktelenek. Ugyanakkor nemcsak az ásványi anyagokban lévő elemek eltérő késleltető tulajdonságaiból, hanem a sűrűségbeli különbségekből is adódnak.
Azokban a kőzetekben, amelyek pórusai vízzel, olajjal és gázzal telítettek, a teljes hidrogéntartalmat a hidrogénindex (HI) segítségével becsülik meg, amely egyenlő az adott közegben lévő hidrogén térfogatkoncentrációjának és édesvízi koncentrációjának arányával.
víz normál körülmények között. Ezt a paramétert is hívják
egyenértékű páratartalom w. Édesvíz-egyenértékre
páratartalom ww=1. Olajokhoz wн ~ wв=1.
Tiszta, vízmentes vízzel telített kőzetekhez és olajhoz vízzel:
azaz az ilyen kőzetek VI egyenlő a porozitásukkal. Gázhoz wg A termikus neutronok átlagos élettartama t. A nagy abszorpciós keresztmetszetű elemek tartalmának növekedésével t csökken. Rendellenesen alacsony értékek t a kloridokra jellemző, alacsony - a vasásványokra, szulfátokra, káliumföldpátokra, kálium- és vastartalmú agyagásványokra. Termikus neutron diffúziós együttható D elsősorban attól függ Termikus neutron diffúziós hossz- Ld. Mivel D és t függvénye, Ld értéke a közeg moderáló és elnyelő tulajdonságaitól egyaránt függ. A hidrogéntartalom és a nagy abszorpciós keresztmetszetű elemek számának növekedésével az Ld értéke csökken. Kőzetek emissziós képessége n egy neutron sugárzási befogása során keletkező g-kvantumok átlagos száma. Migrációs lehetőségek- az Ln termikus neutronok teljes vándorlási hosszát mérséklődésük és diffúziójuk folyamatában, valamint a neutronok migrációjának teljes hosszát és a sugárzás befogásának gammasugárzását Lnv a következő összefüggések határozzák meg: a kutatási sugár a HHM-NT esetében kisebb, mint a HHM-T esetében, és a HHM-T esetében - mint az NGM esetében. A neutron módszerek a következő problémák megoldását teszik lehetővé: a metszet litológiai felosztása; a kőzet porozitásának meghatározása; a gáz-folyadék érintkező helyzetének meghatározása. Az NNM-T és NGM módszerek lehetővé teszik a víz-olaj érintkezés helyének meghatározását jelentős sótartalmú képződményvizekkel és kis zónával. penetráció, valamint tokos kutakban megfigyelések alapján behatolási zóna. A keresések során a HHM-NT és a HHM-T módszereket használják szénrétegek (a szén legfeljebb 12% hidrogént tartalmaz) és magas bórtartalmú kőzetek elválasztására. Kérdés Pulzáló neutronos módszerekkel a kőzetet rövid ideig besugározzák gyors neutronfluxusok (idõtartam Δτ = 1–200 μs) τ időközönként. Termikus neutronok vagy gamma sűrűségének regisztrálása sugárzáselfogó kvantumokat egy bizonyos idő elteltével hajtanak végre nincs késleltetés τz. Létezik impulzusos neutron gamma módszer (PNGM) és im- pulzáló neutron-neutron módszer (PNM). Elterjedtebbé vált pulzáló sugárzási módot kis méretű kutak alkalmazásával érünk el gyorsítók, amelyekben az ionokat egy mágnesben nagy sebességre gyorsítják nagy feszültség mezeje. Egy különleges célpontot bombázva kiütnek 14,1 MeV energiájú gyors neutronok. Ez a magas energia biztosítja 60-70 cm-es kutatási mélység, ami több, mint helyhez kötött használat esetén források. Ezenkívül, ha a tápellátás ki van kapcsolva, az impulzusforrás Nick nem sugárzik, ezért biztonságban van. Az előnyök ezzel nem érnek véget impulzus módszerek. Az OSI-nál a lassulási és diffúziós folyamatok mintha egymás után következnének be időben és a késleltetési idő függvényében külön is vizsgálható bejegyzés. A regisztrált sugárzás intenzitása lassítás közben (10 2 µs) jellemzi a kőzetek hidrogéntartalmát a diffúzió során (10(2) 10(4) µs) az abszorberek koncentrációja. Lényeges, hogy egy kútban a termikus neutronok élettartama rövidebb legyen, mint a kőzetben, az ásványos vízzel telített tározókban pedig rövidebb, mint az olajjal telített tározókban. Ez lehetővé teszi a megfelelő alkalmazásával meglévő késleltetések (több mint 800 µs), olyan információkat kapnak, amelyek nem függnek a hatástól jól folyékony és a töltőanyag típusát jellemzi. A padló meghatározása Az olaj-víz érintkezés csökkentése pulzáló neutron módszerekkel lehetséges 30 g/l feletti sókoncentráció, míg a stacionárius módszereknél ez az érték legalább 100 g/l. Az OSI elvileg ugyanazokat a problémákat oldja meg, mint a stacionárius módszerek, a megoldás hatékonysága azonban nagyobb. Az OSI hátrányai közé tartozik a bonyolultság berendezések és alacsony naplózási sebesség. Nézd 35 37. Nukleáris mágneses naplózás a Föld természetes mezőjében (NML). Fizikai alapok. A kőzetek mágneses tulajdonságai. Magmágnesezési vektor. Hosszanti és keresztirányú relaxáció. FIZIKAI ALAPOK A nukleáris mágneses naplózás (NML) a kőzet pórusait kitöltő hidrogénfolyadékok magmágneses tulajdonságainak vizsgálatán alapul. A hidrogénatomok magjai, valamint más elemek (fluor, alumínium, szén-13 stb.) saját P mechanikai nyomatékkal (spin) és μ mágneses nyomatékkal rendelkeznek, amelyek tengelyei egybeesnek. A spin (spinning) a mozgások számának saját mechanikai momentumát jellemzi, amellyel az elemi részecskék rendelkeznek. Csak egész vagy fél egész értékeket vehet fel (0; 0,5; 1; 1,5), h/2π egységekben kifejezve, ahol h a Planck-állandó (6,6261 10-34 J Hz-1). Az elektron, a pozitron, a proton és a neutron spinje 0,5. Ez azt jelenti, hogy 0,5 h/2π értéket vesznek fel. Ha az ilyen magokat egy állandó külső H mágneses térbe helyezzük, μ mágneses momentumaik hajlamosak az adott térvektor irányába orientálódni, ami magmágnesezés megjelenéséhez vezet. A külső mágneses tér eltávolításakor a megszerzett magmágnesezettség az anyag atomjainak és molekuláinak véletlenszerű hőmozgása miatt megsemmisül. Mivel ez a Föld mágneses mezejében történik, az atommagok ezen a téren orientálódnak, körülötte precesszálva (csillapított forgást végezve), mint egy gravitációs mező teteje, úgynevezett Larmor frekvenciájú. ahol Hz a Föld mágneses terének intenzitása (Hz≈40 A/m); γgyr \u003d μ / P - giromágneses arány (a precesszáló magok μ mágneses momentumának és P mechanikai nyomatékának aránya). A γgir legmagasabb értéke a hidrogénre jellemző. Ez az oka annak, hogy a magmágnesesség hatása a hidrogénben jelentkezik a legerősebben. Az összes többi kőzetképző elemnél ez a hatás túl kicsi ahhoz, hogy a fúrólyukban lehessen mérni. Az NMR fő feladata a hidrogénatommagok protonjainak szabad precessziójának hatásainak kimutatása a Föld mágneses terén. Ebből a célból egy fúrószerszámot süllyesztenek a kútba, benne egy hosszúkás téglalap alakú tekercset, egy kapcsolót, amely felváltva csatlakoztatja a tekercs vezetékeit vagy egy 2-3 A teljesítményű egyenáramú forráshoz, vagy az erősítő kimenetéhez. Ha a tekercset áramforráshoz csatlakoztatjuk, a környezetben polarizáló állandó mágneses tér jön létre. Ha a tekercset egy erősítőhöz csatlakoztatjuk, a benne a hidrogénmagok precessziója hatására indukált EMF felerősödik, és kábelen keresztül továbbítja a felszínre a földi berendezéshez, ahol rögzítésre kerül (79. ábra). Ha az Ip polarizációs áramot tp ideig vezetjük át a polarizációs tekercsen (80. ábra, II, a), a vizsgált közegben állandó Hp erősségű mágneses tér jön létre. Ennek a mezőnek a vektora bizonyos szöget zár be a Föld Hz térerősség-vektorával, és jelentősen (kb. két nagyságrenddel) meghaladja azt. Az ezalatt t idő alatt fellépő M magmágnesezési vektor a kapott Hcp vektornak megfelelően orientálódik, amely két Hp és Hz intenzitásvektor összege (80. ábra, I, b). ahol M0 a magmágnesezés vektora tп→∞-nél; gyakorlatilag tp egyenlőnek számít (3-5)T1 A polarizáló áram kikapcsolása után (fokozatosan csökkentve az Ires maradékáram értékére, és egy idő után teljes kikapcsolással) csak a Föld mágneses tere hat a közegben, és a magmágnesezési vektor a Hz vektor körül körkörösen halad. frekvencia ω (VI.1), fokozatosan visszatérve eredeti méretéhez (80. ábra, I, c). Az M magmágnesezési vektor Hc-re vonatkoztatva két komponensre bontható: Mll hosszirányú, amely egybeesik a Hc vektor irányával, és keresztirányú M⊥, amely merőleges a Hc-re. Az M⊥ vektor hatására a tekercsben elektromos szinuszos jel (változó EMF) indukálódik - szabad precessziós jel (FSP), amely megfelel az FSP Et amplitúdójának (V-ben) t időpontban (s-ban). a precesszió kezdete óta eltelt, amely exponenciálisan csökken a T2 transzverzális relaxációs időállandóval (80. ábra, II, c): A T2 transzverzális relaxációs idő jellemzi a jel csillapításának sebességét (T2-t általában annak az időnek tekintjük, amely alatt az E0 kezdeti amplitúdó hozzávetőlegesen 2,7-szeresére csökken, E0 az M magmágnesezési vektorral arányos kezdeti SSP amplitúdó). A maradékáram kikapcsolása által okozott tranziensek befolyásának elkerülése érdekében a tekercs erősítőhöz való csatlakoztatásának pillanatát a τ holtidő mértékével eltolja (lásd 80. ábra, II, d). A szondatekercsben indukált EMF felerősödik, és kábelen keresztül továbbítja a nappali fényfelületre, ahol a rögzítő készülék rögzíti az EMF amplitúdóját Ut t időpontban. Az Ut amplitúdó a szabad precessziós jel burkológörbéje: Ut = U0exp(-t/T2), ahol U0 a szabad precessziós jel kezdeti amplitúdója. Mivel a szabad precessziós jel exponenciálisan csökken, elegendő az amplitúdójának két értéke U1 és U2 vagy U1 és U3, amelyeket néhány t1, t2 és t3 időintervallum választ el egymástól (35, 50 és 70 ms) a jel kezdete után. a precesszió, így extrapolálással állítsa vissza az U0 jelamplitúdót, amely a szabad folyadék indexének meghatározására szolgál: Az NMR berendezés lehetővé teszi kettő vagy három egyidejű automatikus regisztrálását Nukleáris mágneses naplózás a Föld természetes mezőjében (NML). Szonda, módszer a szabad folyadék index (FFI) meghatározására, a módszer leolvasását befolyásoló tényezők, az NML mélysége és terjedelme. NML diagramok értelmezése Az NML diagramok értelmezése a szabad precessziós jel és a T1 longitudinális relaxációs idő értékeinek meghatározásából áll. A T2 transzverzális relaxációs időt a Föld mezőjének inhomogenitása miatt torzítva nem használják kútszelvények vizsgálatára. Az NML diagramok értelmezése alapján lehetőség nyílik a főbb problémák megoldására: a tározók azonosítása és tározói tulajdonságaik felmérése; a tározó telítettségének és a tározóból való olaj-, gáz- vagy víznyerési kilátások értékelése. A gyűjtők elkülönítése A kőzetek tározói tulajdonságainak vizsgálatát U0 szerint végezzük. A szabad precesszió mért jelének értékét csak azok a hidrogénmagok befolyásolják, amelyek a kollektor pórusterében mozogni tudó molekulák részét képezik. Vizsgálatok kimutatták, hogy az alacsony mobilitású protonokat tartalmazó megkötött vizet és szilárd szénhidrogéneket (bitumen, kir, aszfaltének) nem jelöli szabad precessziós jel az NMR diagramokon. Ez annak köszönhető, hogy a τ holtidő jelenléte miatt (lásd 80. ábra) csak azok az SSP-k kerülnek rögzítésre az NMC-ben, amelyekre a T2 > 30 ms idő jellemző. Az U0 értékét a szabad folyadék indexének (FFI) nevezett egységekben kalibrálják, és az FSF képződésében részt vevő folyadék által elfoglalt pórusok térfogatát (%-ban) jellemzik. A szabad folyadék indexét feltételesen úgy tekintjük, hogy megfelel az effektív porozitás együtthatójának ahol kw a maradék víztelítettségi együttható. A szabad folyadék indexét az édesvízzel teli kőzetmintán rögzített kezdeti SSP amplitúdó és a kőzetmintával azonos térfogatú desztillált vízen mért kezdeti SSP amplitúdó arányaként határozzuk meg. Ennek megfelelően az ISF 0 és 100% között változik. Az NML görbék ISF-egységekben való skálájának megállapításához a berendezést kalibrálni kell. Az ISF szabadvíz-tartalomtól való függésének jellegét a kőzet kőzettani, szerkezeti és egyéb jellemzői nem befolyásolják. Következésképpen azokban a képződményekben, amelyek tározók és nem tározók közbenső rétegei váltakoznak, csak a tározóközi rétegek járulnak hozzá az ISF értékhez, és a fennmaradó, szabad folyadékot nem tartalmazó különbségek nem adnak jelet szabad precesszióról. Ezért a heterogén tározóra vagy tározócsomagra meghatározott effektív porozitás kp.ef lehetővé teszi a vizsgált objektum teljes kapacitásának meghatározását. Ennek megfelelően a kp.eff és az objektum H vastagságának szorzata megadja a benne lévő összes tározóréteg teljes effektív kapacitását. A repedezett porozitású tározókban, amelyek a közös pórusrendszer részét képezik, az ISF-ről a kp.ef-re való áttérés ugyanúgy történik, mint a szemcsés tartályoknál. A közös pórusrendszerhez nem kapcsolódó elszigetelt üregek jelenlétével jellemezhető tározók esetében a kp.ef és az ISF összehasonlítása érvénytelen, mivel az izolált üregek teljes térfogata nem számít bele az effektív porozitásba, hanem az ISF-be. Ebben az esetben ki kell zárni az ISF görbe szerint figyelembe vett, de a kp.eff-et nem befolyásoló izolált barlangok térfogatát. A homogén hidrogéntartalmú képződményeket, amelyek vastagsága megegyezik a szonda hosszával vagy annál nagyobb, az NML görbéken a képződmény középső részén elhelyezkedő szimmetrikus maximumok jelölik; a rétegek határait a ferde vonalak közepe mentén húzzuk meg (82. ábra). Ha a tartály vastagsága kisebb, mint a szonda hossza, akkor az ISF a valós értékekhez képest csökken, és a maximum növekszik; a vékony rétegek határainak meghatározása az NML görbékből nehéz. Esszenciális (karakterisztikus) mennyiségekként (ISF)k ezek átlagértékeit vesszük. A kőzettelítettség jellegének meghatározása Ez a meghatározás a T1 longitudinális relaxációs időből történik. A T1 mérésére a műszert egy adott mélységre állítják be, az ISF görbével jellemezve, mint szabad folyadékot tartalmazó tartályokat. A T1 longitudinális relaxációs idő Utp segítségével határozható meg anélkül, hogy figyelembe vennénk számos olyan tényezőt, amelyek befolyásolják az SSP amplitúdóját, - a kút átmérőjét, az agyaglepény vastagságát és a kút térbeli orientációját. A T1 mérését a vizsgált formáció mélyén kétféleképpen végezzük: erős mezőben - T1s. n és gyenge mezőben - T1sl.p. A T1-ek meghatározásához. n Az Utp amplitúdók (V-ben) mérési sorozatát végezzük különböző időpontokra tp (s) és a Hp polarizáló mágneses térre (A/m-ben). Az egyik mérést kellően hosszú tp→∞ idővel végezzük, ami biztosítja az M∞s.p magmágnesezési vektor egyensúlyi állapotát (A/m-ben) (lásd 81. ábra, II, a és b). Ez a vektor megfelel az U∞s.p és T1s amplitúdónak. p kiszámítható: Longitudinális relaxációs idő gyenge térben T1c. n értéket a HOST maradék polarizációs mező időtartama határozza meg. Ehhez mérjük meg az SSP amplitúdóit rögzített tp polarizációs idővel, de egymás után változó tres akcióidővel és ennek megfelelően az Ires maradékárammal (lásd 80. ábra, II, c, d). A gyakorlatban a T1 mérési eredményekből történő meghatározásához az Utp és Utres amplitúdók tp és tres időktől való közvetlen függését nem használják. A T1 értékeit grafikusan találjuk meg. Ehhez a mérési eredményekből kiszámítják az úgynevezett Fc longitudinális relaxációs függvények értékeit. p(tp) és Fcl.p(tres), amelyek erős és gyenge mezőben a következő alakúak: ahol U(tp) az SSP amplitúdója a tp polarizációs időben; ahol U(tres) az SSP amplitúdója a maradékáram idején; U(tres→∞) - SSP amplitúdó tres→∞-nél, nem közvetlenül mérve, hanem az U(tres→∞)=U0 (Ires/Ip) képlettel számítjuk. Az Fc függvény számított értékei. p(tp) vagy Fcl.p(tres) a tp és a tost valós méréseinek felel meg, és a Т1 grafikus meghatározására szolgál. Ehhez a számított függvényeket egy féllogaritmikus léptékű űrlapon ábrázoljuk (83. ábra). Egy homogén vízzel telített közegben, amelynek pórusai azonos méretűek, a longitudinális relaxációs funkció még kötött víz jelenlétében is egykomponensű. Féllogaritmikus skálán az ilyen függőség egy egyenes alakja, állandó T1-vel és körülbelül 0,37 függvényértékkel (83. ábra, a). Különböző T1 értékű folyadékok keverékének jelenlétében a függőséget görbeként ábrázoljuk, amely több egyenesre bontható. Ezek a vonalak az egyes komponensek T1 meghatározására szolgálnak (83. ábra, b). A kapott egyenesek szögének érintője egyenlő a T1 idővel. ábrán látható példából látható. A 83. ábra az Fc függvényeit ábrázoló egyenesek. p(tp) vagy Fcl.p(tres), egymással párhuzamosan kerülnek átvitelre úgy, hogy az y tengelyt eggyel egyenlő pontban metszik. A 0,37 ordinátának megfelelő T1 időt számoljuk (ms-ban) az x tengelyen. A T1 hozzávetőleges becsléséhez elegendő a polarizációs idő két értékénél méréseket végezni. Pontos meghatározással akár 15 mérést is végeznek a tp vagy tres értékekre. A nagy áteresztőképességű képződményekben a legnagyobb relaxációs idők (több mint 1 s) a könnyű olajat tartalmazó vízzel telített vagy olajjal telített képződményekben figyelhetők meg. Ezeknek az értékeknek a szórása azonban nagy: a T1 értéket a tározó telítettségének jellege mellett olyan tényezők is befolyásolják, mint a tározó fajlagos felülete, hidrofilitása vagy hidrofóbsága, porozitás típusa, agyag. tartalom és a folyadék viszkozitása. A képződmény olaj- és víztelítettségének különbségével figyelembe kell venni, hogy a nagy viszkozitású (gyantaszerű) olajkomponenseket alacsony hőmérsékleten a szabad precesszió gyorsan lecsengő jelei jellemzik, és az NML diagramokon alacsony leolvasások jelzik. A produktív horizontok besajtolt édesvízzel történő tanulmányozásának tapasztalatai szerint a víztartó rétegekben a behatolási zóna T1 ideje 200-600 ms, az olaj- és gázhordozó tározókban pedig 700-1000 ms. Ezenkívül az olajat és gázt tartalmazó képződményeket az inváziós zónában visszamaradt olaj vagy gáz jelenléte miatt két komponens jellemzi a hosszanti relaxáció jellemzőjében. A nukleáris mágneses naplózás célja a mozgó folyadékot tartalmazó képződmények azonosítása, porozitásuk és telítettségük meghatározása. Az NML eredmények más kútnaplózási adatokkal való kombinálása lehetővé teszi a tározók porozitásának, effektív vastagságának, telítettségének és kereskedelmi olajtartalmának kvantitatív értékelésének lehetőségeinek bővítését és finomítását. Az NML módszert olajtartalmú és bitumenes kőzetek elkülönítésére is használják. Az NMR-módszer korlátai az SSP mérésének lehetetlenségével járnak fokozott mágneses szuszceptibilitású közegben (sárban, kőzetben), alacsony effektív porozitású (1,5–2%) kőzetekben, beleértve a repedezett tározókat is, ha azok részei törések tele van sárral . Ez a módszer nem alkalmazható nagyon viszkózus olajokra - 600 mPa·s-nál nagyobb, az öblítőfolyadékban szabad folyadék - víz vagy olaj - jelenlétében, ami további SSP-t hoz létre. A módszer hátrányai: a mérések időtartama (az NMR készülék mozgási sebességét a tp>3T1 polarizációs idő korlátozza, és nem haladhatja meg a 250 m/h-t); a vizsgálat kis mélysége (kb. 0,2 m), aminek következtében a behatolási zóna befolyása az NMR-leolvasásokra nagy. A nukleáris mágneses naplózás alkalmazható nyitott lyukú kutak szakaszainak vizsgálatára. Hasonló információk. Kölcsönhatásg
36 kérdés
Az NMR-vizsgálatokban lezajló folyamatok és az ebben az esetben fellépő magmágnesezési vektorok sematikus ábrázolása az 1. és 2. ábrán látható. 80. Külső mesterséges mágneses tér hiányában a hidrogénatommagok μ mágneses momentumai a Föld Hz mágneses mezejének irányába orientálódnak, körülötte precesszálnak (80. ábra I, a).
Az M magmágnesezési vektor nem közvetlenül az Ip áram bekapcsolása után jön létre, hanem a longitudinális relaxáció (egyensúly létrejötte) T1 ideje alatt, amely az alkalmazott polarizációs tér irányában a magmágnesezés növekedési ütemét jellemzi (1. ábra). 80, II, b):
változások naplózása a szabad precessziós jel amplitúdóinak U1, U2 és U3 mélységével t1, t2 és t3 rögzített időpontokban, valamint tp és tres állandó értékekkel. Ezen adatok alapján az U0 értékét a maradék polarizációs áram kikapcsolásának pillanatáig csökkentve megbecsülik (vagy közvetlenül rögzítik egy számolóeszközzel). A mélység függvényében rögzített U1, U2, U3, U0 görbéket NML görbéknek nevezzük (81. ábra).
A valós értékek (FIS) és az adatok (FIS)k alapján történő megszerzéséhez korrekciókat vezetnek be a kút, az iszaplepény, a kút térbeli tájolása stb. befolyásolására. Ehhez a megfelelő paletták és nomogramok. épülnek.
Az interakció főbb folyamatai g- az anyaggal rendelkező kvantumok a fotoelektromos hatás, a Compton-szórás és a párképzés. Ennek vagy annak a kölcsönhatásnak a valószínűsége g- az anyaggal rendelkező kvantumokat az adott folyamatra vonatkozó kölcsönhatási keresztmetszet jellemzi. Általában a kölcsönhatás keresztmetszete g- a kvantumokat barn per atomban fejezzük ki ( s) vagy Thomson-egység elektrononként s m, amelyek közötti kapcsolat alakja:
ahol Z- az elem sorszáma.
fotoelektromos hatás. A fotoelektromos hatásban az energia g- az atom egyik kötött elektronjára kvantum kerül át, amely a beeső energiakülönbségével megegyező kinetikus energiával repül ki az atomból g- annak az atomnak a héjának kvantum- és ionizációs energiája, amelyen az elektron található. A fotoelektromos hatás a teljes abszorpció folyamata g- kvantumok. Fotoelektromos hatás keresztmetszete s f az atomszám növekedésével növekszik, mint Zn
(4
Compton-szórás. Ha az energia g- a kvantum sokkal nagyobb, mint egy elektron kötési energiája egy atomban, az elektronnal kölcsönhatásban g- a kvantum szabadnak tekinthető. A Compton-effektus szóródási folyamat g- szabad elektronokon kvantumok, amelyek eredményeként a mozgás iránya és a beeső energiája is g- kvantumok. A szabad elektronokon Compton-szórás történik, aminek eredményeként a jelenség fő jellemzői egyetlen elektronra meghatározhatók, és az atom keresztmetszetét egyetlen elektron keresztmetszetének növekedése eredményezi. ban ben Z egyszer. A Compton-kölcsönhatás teljes keresztmetszete s c arányos az elem rendszámával, és az energia növekedésével viszonylag lassan csökken g- kvantumok. Gyakran figyelembe veszik a Compton-szórás folyamatában az átlagos relatív fotonenergia veszteséget: q cp =((E -E ')/E ) cp, ahol E a beeső foton energiája; E' a szórt foton energiája. Ennek az értéknek a felhasználásával meghatározzuk a keresztmetszetet
amelyet energiaelnyelési keresztmetszetnek vagy valódi abszorpciós keresztmetszetnek nevezünk g- kvantum a Compton-effektusban. Thomson egységekben ez a keresztmetszet a következő képlettel számítható ki:
ahol E nyugalmi elektron energiaegységében fejezzük ki.
Az energiaértékekre g- kvantumok Eg = 0,5 MeV, Compton szekció s c fordítva Például, azaz a Compton-szórás valószínűsége lassabban csökken, mint a fotoelektromos hatás valószínűsége. Ezért a Compton-effektus az uralkodó kölcsönhatási folyamat széles energiatartományban. Még az olyan nehéz elemek esetében is, mint az ólom, a Compton-effektus keresztmetszete teszi ki a teljes abszorpciós keresztmetszet zömét a 0,5 és 5 MeV közötti tartományban. Ezért a gyakorlatban elég gyakran az interakció g- az anyaggal rendelkező kvantumok Compton-szórásnak tekinthetők.
Párosítás. Az atommagok elektromos mezőjében energián g- az elektron nyugalmi energiájának kétszeresét meghaladó kvantum 2m e c 2 =1,0022 MeV, ahol nekem az elektron nyugalmi tömege; Val vel a fény sebessége vákuumban), lezajlik az elektron-pozitron pár képződési folyamata, amelyben a beeső összes energiája g- a kvantum átkerül a képződött részecskékre és a magra, amelynek mezőjében párképződés történt. A folyamat a teljes felszívódáshoz vezet g- kvantum. Energiaküszöbe 1,022 MeV, ami után a pártermelési keresztmetszet lassan növekszik. Az energiáknál g- 4 MeV-ot meghaladó kvantumokkal a folyamat keresztmetszete hozzávetőlegesen arányossá válik lnE g. Az elem sorszámával is arányos. Az egyes párok kialakulásának folyamatát egy másodlagos kíséri g- sugárzás két foton formájában, amelyek energiája megegyezik E g \u003d m e c 2 = 0,511 MeV a lelassult pozitron és elektron megsemmisülése miatt. Az annihilációs sugárzás a keletkezésének helyén nyelődik el.
Így a teljes interakció g- az anyaggal rendelkező kvantumokat egy teljes keresztmetszet jellemzi, amely a fotoelektromos hatás, a Compton-szórás és a párképzés keresztmetszeteinek összege s n:
(5.13),
az energiaelnyelés pedig a teljes energiaelnyelési keresztmetszet:
5.1 ábra: A teljes kölcsönhatás-keresztmetszet és egyes összetevőinek függése az oxigén (a) és ólom (b) g-kvantumainak energiájától: 1 - Compton-szórás; 2 - fotoelektromos hatás; 3 - teljes szakasz; 4 - párok kialakulása.
Az 5.1. ábra a teljes keresztmetszet és egyes összetevőinek oxigén- és ólomenergiától való függését mutatja. Az interakció kiszámításakor g- az anyaggal rendelkező kvantumok általában a kölcsönhatás makroszkopikus jellemzőit használják g- sugárzás a mikroszkopikus keresztmetszet és az atomok koncentrációjának szorzata formájában: a tömegkölcsönhatási együttható, amely tartalmazza az atomok koncentrációját egy gramm anyagra, és a lineáris kölcsönhatási együttható, amely tartalmazza az atomok egységenkénti koncentrációját az anyag térfogata (1 cm 3). Tömegcsillapítási tényező g- sugárzás, cm 2 /g:
ahol M- atomtömeg; s- szakasz, pajta. Mert Z/M megközelítőleg egyenlő 0,5-tel a hidrogén kivételével minden elemre, tömegcsillapítási együttható g- a sugárzás megközelítőleg azonos értékű az energiarégió összes elemére, ahol a domináns folyamat a Compton-effektus.
Lineáris csillapítási tényező g- sugárzás, 1/cm:
ahol r- közepes sűrűségű, g/cm 3 .
Az energiaelnyelési együtthatókat hasonlóan határozzuk megg- sugárzás Waés m a. Lineáris és tömegkölcsönhatási együtthatók értékeig- különböző anyagokkal rendelkező kvantumokat adunk meg.A gamma-sugarak anyaggal való kölcsönhatása együtt járhat a fotoelektromos effektussal, a Compton-szórással és az elektron-pozitron párok kialakulásával. A hatás típusa a gamma-kvantum energiájától függ: = һυ- , ahol һ a Planck-állandó; υ - sugárzási frekvencia; E a megfelelő atomhéj ionizációs energiája (egy atomból kilökött elektron kötési energiája).
A fotoelektromos hatás viszonylag kis energiáknál jelentkezik, és az atom belső elektronjain, főleg a K-héj elektronjain lép fel. Ebben az esetben a gamma-kvantum összes energiája átkerül az orbitális elektronhoz, és az kiütődik a pályáról.
A kilökött elektront fotoelektronnak nevezzük. Ő az, aki más atomok ionizációját okozhatja. Leválasztása következtében az atomban egy szabad szint jelenik meg, amelyet az egyik külső elektron tölt ki. Ebben az esetben vagy másodlagos lágy karakterisztikus sugárzás (fluoreszcens sugárzás) bocsát ki, vagy energia kerül át az atomot elhagyó elektronok egyikébe. Fluoreszcens sugárzás figyelhető meg nagy rendszámú anyagokban. A fotoelektromos hatás valószínűsége az anyag atomszámának növekedésével nő, a fotonenergia növekedésével csökken.
A Compton-szórás a fotonsugárzás és az anyag közötti kölcsönhatás folyamata, melynek során a foton egy orbitális elektronnal való rugalmas ütközés következtében energiájának egy részét elveszti, és megváltoztatja kezdeti mozgásának irányát, valamint egy visszapattanó elektron (Compton) e) kiütik az atomból. Ebben az esetben a szórt gamma-sugárzás frekvenciája, következésképpen az energiája is kisebb lesz.
Egy Compton-elektron energiája egyenlő: Е = һυ- һ
ahol һυ az elsődleges foton energiája; h a szórt foton energiája.
Az ilyen folyamat leginkább a fotonokra jellemző, amelyek energiája jelentősen meghaladja az elektronok kötési energiáját egy atomban, így szóródás csak a külső (valencia) elektronokon történik.
A béta-sugárzás kölcsönhatása az anyaggal
A béta-részecskék anyagon való áthaladását a lassító közeg magjaival és elektronjaival való rugalmas és rugalmatlan ütközések kísérik.
A béta-részecskék rugalmas szóródása az atommagokon valószínűbb, és viszonylag alacsony elektronenergiáknál történik. A béta részecskék elasztikus szóródása elektronokon Z-szor kisebb valószínűséggel (Z a magtöltés értéke), mint az atommagokon. Elméletileg a kristályrács atomjainak atommagjainak eltolódása is lehetséges.
Ha a béta-részecskék energiája nagyobb, mint egy atommaggal rendelkező elektron kötési energiája (legfeljebb -1 MeV), az energiaveszteség fő mechanizmusa a kötött elektronok rugalmatlan szórása, ami az atomok ionizációjához és gerjesztéséhez vezet.
Nagy elektronenergiáknál az energiaveszteség fő mechanizmusa a sugárzásos fékezés, amely során bremsstrahlung lép fel.
Így a béta-részecskék és a közeg közötti kölcsönhatás folyamatait sugárzási lassulás és viszonylag nagy energiaveszteség vagy mozgási irányuk jelentős változása jellemzi egy elemi aktusban. Ennek a kölcsönhatásnak köszönhetően a béta-részecske nyaláb intenzitása csaknem exponenciálisan csökken az x elnyelőréteg vastagságának növekedésével.
A béta-részecskék útja az anyagban általában szaggatott vonal, az azonos energiájú béta-részecskék útja pedig jelentős terjedéssel rendelkezik. Ez annak köszönhető, hogy a béta-részecskék tömege rendkívül kicsi, így az atommagok rugalmas szórásának valószínűsége nagyobb, mint a nehéz részecskéké. Tehát a béta-részecskéknek nincs pontos behatolási mélysége, mivel folyamatos energiaspektrummal rendelkeznek. A béta-részecskék tartományának durva becsléséhez hozzávetőleges képleteket használnak. Az egyik: Rav/Rair=ρair/ρav
ahol Rav az út hossza a közegben; Rair - a levegőben való futás hossza; ρair és ρav a levegő és a közeg sűrűsége; E a béta részecskék energiája.
Gamma sugárzás jellemzi intenzitás, amelyet az energia termékeként értünkγ -kvantumok számuk szerint, minden másodpercben esnek egységnyi felületre, amely normális a gamma-kvantumok áramlásával.
Mint minden típusú elektromágneses sugárzásnál, a pontforrásból származó γ-sugárzás intenzitása a sugárforrástól való távolság négyzetével fordított arányban csökken (ha nincs további abszorpció a közegben). Ezt a sugárzási fluxus tisztán geometriai tulajdonságai határozzák meg, pl. eltérése a pontszerű sugárforrástól való távolságtól. A valóságban egy ilyen gyengülés abszolút vákuumban figyelhető meg.
A gamma-sugárzás erősen áthatoló sugárzás. De ha bármely anyagon áthalad, ez az anyag felszívja. Ez az abszorpció a γ-sugárzásnak az atomokkal, elektronokkal és anyagmagokkal való kölcsönhatása miatt következhet be, ami a következő hatások formájában nyilvánul meg:
· fotoelektromos hatás- amely abból áll, hogy az atomok belső elektronhéjából egy γ-kvantummal ütik ki az elektronokat (leggyakrabban Nak nek-héj), amely ionizációjához és szabad elektron megjelenéséhez vezet. Ez a hatás 0,5 MeV alatti γ-kvantumok energiáinál érvényesül;
· compton hatás, amely abból áll, hogy a γ-kvantum egy elektront gerjeszt az atom külső héjában, energiájának egy részét átadva neki, aminek következtében az energiája csökken és iránya megváltozik (Compton-szórás);
· párképzés - ha egy γ-kvantum közvetlenül az atommag közelében repül és energiája meghaladja az 1,022 MeV-ot, akkor elektron-pozitron pár alakulhat ki;
· fotonukleáris reakciók, amelyben az atommag által elnyelt gamma-kvantumok gerjesztik azt, energiájukat átadva neki, és ha ez az energia nagyobb, mint egy neutron, proton vagy alfa részecske kötési energiája, akkor ezek a részecskék elhagyhatják az atommagot. Hasadó atommagokon (235 U, 239 Pu stb.), ha a gamma-kvantum energiája nagyobb, mint a maghasadási küszöb, megtörténik a hasadása.
Mindezen kölcsönhatások miatt, amikor a gamma-sugárzás áthalad az abszorberen, annak intenzitása a törvény szerint csökken:
ahol én 0, én a γ-sugárzás intenzitása az abszorberen való áthaladás előtt és után;
μ a lineáris csillapítási együttható;
d az abszorber vastagsága.
ábrán. A 3.1. ábra a csillapítási kísérlet egyszerű felépítését mutatja. Amikor a gamma-sugárzás intenzitással én 0 az abszorber vastagságára esik d, intenzitás én az abszorberen áthaladó sugárzást az exponenciális kifejezés írja le (3.1).
Rizs. 3.1. A gamma-sugárzás csillapításának alaptörvénye
Az átvitt sugárzás intenzitása én a gamma-sugárzás energiájának, az abszorber összetételének és vastagságának függvénye. Hozzáállás én/én A 0-t a gamma-sugárzás áteresztőképességének nevezzük. A 3.2. ábra három különböző energiájú gamma-sugárzás exponenciális csillapítását mutatja. Az ábrán látható, hogy az áteresztőképesség a gamma-sugárzás energiájának növekedésével nő, és az abszorber vastagságának növekedésével csökken. A (3.1) egyenletben szereplő μ tényezőt lineáris csillapítási tényezőnek nevezzük.
Lineáris csillapítási tényezőμ függ a γ sugarak energiájától és az elnyelő anyag tulajdonságaitól. Mérete m -1, és számszerűen megegyezik a párhuzamos nyalábból kilépő monoenergetikus gamma-kvantumok hányadával az anyagban lévő sugárzási út egységenként. A lineáris csillapítási együttható az anyag sűrűségétől és sorozatszámától, valamint a gamma-sugarak energiájától függ. Például az ólom nagy sűrűségű és nagy rendszámú, és a beeső gamma-sugárzás sokkal kisebb hányadát bocsátja át, mint az azonos vastagságú alumínium vagy acél.
Rizs. 3.2. A gamma-sugárzás áteresztőképességének függősége az ólomelnyelő vastagságától
A 60 Co-forrásból származó gamma-sugárzás lineáris csillapítási együtthatójának értékeit különböző anyagokra a 3.1. táblázat, a γ-kvantumok energiájától való függését pedig a 3.2. táblázat tartalmazza.
A sugárzási intenzitás felére csökkentéséhez szükséges abszorber réteg vastagságát ún félvastagság d 1/2.
A (3.1) abszorpciós törvényből következik, hogy a félvastagság egyenlő
3.1. táblázat
A γ-sugárzású anyagok lineáris csillapítási együtthatója μ Co-60
3.2. táblázat
Anyagok lineáris csillapítási együtthatójának μ függése
a γ-kvantumok energiáján
| E, MeV | μ, cm -1 | |||||
| Vezet | Víz | Alumínium | Vas | Grafit | Levegő | |
| 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 |
A lineáris csillapítási együttható a legegyszerűbb, kísérletileg mérhető csillapítási együttható, de általában nem adjuk meg a keresőtáblázatokban az elnyelő anyag sűrűségétől való függés miatt. Például a víz, a jég és a gőz különböző lineáris csillapítási együtthatókkal rendelkezik ugyanarra az energiára, még akkor is, ha ugyanabból az anyagból állnak.
A gamma-sugarak főleg az atomi elektronokkal lépnek kölcsönhatásba, ezért a csillapítási együtthatónak arányosnak kell lennie az elektronsűrűséggel P, ami arányos az elnyelő anyag térfogatsűrűségével. Bármely adott anyag esetében az elektronsűrűség és az adott anyag térfogatsűrűsége aránya a térfogatsűrűségtől független Z/A állandó. A Z/A arány közel állandó a legnehezebb elemek és a hidrogén kivételével:
P=Zρ / A, (3.3)
ahol P- elektronsűrűség;
Z- atomszám;
ρ - tömegsűrűség;
A- tömegszám.
Ha a lineáris csillapítási együtthatót elosztjuk a ρ anyagsűrűséggel, azt kapjuk tömegcsillapítási tényező, amely nem függ az anyag sűrűségétől:
A tömegcsillapítási együtthatót cm 2 /g-ban mérik (SI rendszerben - m 2 /kg), és csak az anyag sorozatszámától és a gamma-sugárzás energiájától függ. Ennek az együtthatónak a mértékegységéből ítélve ez tekinthető az elektronok kölcsönhatásának effektív keresztmetszete az abszorber tömegegységére vonatkoztatva. A tömegcsillapítási együttható σ (cm2) reakciókeresztmetszetben írható fel:
ahol N 0 - Avogadro száma (6,02 10 23);
DE- az elnyelő elem tömegszáma.
Kölcsönhatás keresztmetszete σ én definíciójukban hasonlóak a reakciókeresztmetszetekhez, azaz. meghatározza a szivárgás valószínűségét én A folyamat egy gamma-kvantum és egy atom kölcsönhatása során. Ez a μ lineáris csillapítási együtthatókhoz kapcsolódik én képlet
ahol N- egy anyag atomjainak száma 1 cm 3 -ben;
én- a fotoelektromos hatás (f), a Compton-effektus (c) és az elektron-pozitron párok képződésének hatásának (p) rövid megnevezése.
A keresztmetszeteket barn/atom egységben fejezzük ki.
A tömegcsillapítási együttható felhasználásával a (3.1) egyenlet a következőképpen ábrázolható:
, (3.7) ahol x = ρ d.
A tömegcsillapítási együttható nem a sűrűségtől, hanem a fotonenergiától és az abszorber rendszámától függ. A 3.3. és 3.4. ábra a széntől az ólomig terjedő elemcsoportok fotonenergiától való függőségét mutatja a 0,01 és 100 MeV közötti tartományban. Ezt a tényezőt gyakrabban táblázatba foglalják, mint a lineáris csillapítási tényezőt, mert számszerűsíti annak valószínűségét, hogy a gamma-sugarak kölcsönhatásba lépnek egy adott elemmel.
Rizs. 3.3. A teljes tömegelnyelési együttható függése a fotonenergiától különböző anyagok esetén (0,01 és 1 MeV közötti energiatartomány)
A referenciakönyv táblázatokat tartalmaz a lineáris és tömegcsillapítási együtthatók, valamint a gamma-kvantumok átlagos szabad útvonalának az energiájuktól való függéséről a 0,01 és 10 MeV közötti tartományban különböző anyagok esetében.
A gamma-sugárzás komplex anyaggal való kölcsönhatását az jellemzi effektív Z sorszámú ennek az anyagnak a hatása. Ez egyenlő egy ilyen feltételes egyszerű anyag sorozatszámával, amelynek tömegcsillapítási együtthatója a gamma-sugárzás bármely energiájánál egybeesik ennek az összetett anyagnak a tömegcsillapítási együtthatójával. Az arányból számítják ki:
ahol Р 1 , Р 2 , …, Р n- az összetevők tömegszázaléka egy komplex anyagban;
μ 1 /ρ 1 , μ 2 /ρ 2 , …, μ n/ρ n a komplex anyag összetevőinek tömegcsillapítási együtthatói.
Figyelembe véve a gamma-sugárzás és az anyag kölcsönhatásának fenti három fő hatását, a teljes lineáris csillapítási együttható három összetevőből áll, amelyeket a fotoelektromos hatás, a Compton-effektus és a párgenerálás hatása határoz meg:
Mindegyik más-más módon függ az anyag sorozatszámától és a gamma-sugárzás energiájától.
Nál nél fotoelektromos hatás egy gamma kvantumot elnyel egy atom, és egy elektron távozik az atomból (3.5. ábra).
Rizs. 3.5. A fotoelektromos abszorpciós folyamat vázlata
A gammasugárzás kvantumenergiájának egy része, amely megegyezik az ε e kötési energiával, egy elektron leválására fordítódik az atomról, a többi pedig ennek az elektronnak a mozgási energiájává alakul. Neki:
A fotoelektromos hatás első jellemzője, hogy csak akkor lép fel, ha a gammasugárzás energiája nagyobb, mint az atom megfelelő héjában lévő elektron kötési energiája. Ha egy gammasugár energiája kisebb, mint egy elektron kötési energiája Nak nek-héj, de több, mint benne L-héj, akkor a fotoelektromos hatás az atom összes héjára mehet, kivéve Nak nek- kagylók stb.
A második jellemző a gamma-sugarak fotoelektromos abszorpciójának növekedése az elektronok kötési energiájának növekedésével egy atomban. Gyengén kötött elektronokon a fotoelektromos hatás gyakorlatilag nem figyelhető meg, és a szabad elektronok egyáltalán nem nyelnek el gamma-sugarakat. A fotoelektromos hatás lineáris csillapítási együtthatója arányos az aránnyal Z4/E γ 3 .
Ez az arányosság csak hozzávetőleges, mivel a kitevő Z 4,0 és 4,8 között változik. A gamma-kvantum energiájának csökkenésével a fotoelektromos abszorpció valószínűsége gyorsan nő (lásd 3.6. ábra). A fotoelektromos abszorpció a domináns kölcsönhatási folyamat az alacsony energiájú gamma-sugarak, röntgensugárzás és fékezési sugárzások esetében.
A fotoelektromos hatás főleg a K- és L- nehéz atomok héjai 10 MeV-ig terjedő gamma-sugárzás energiáinál. A μ f együttható meredeken csökken a gamma-sugarak energiájának növekedésével, és körülbelül 10 MeV energiánál közelíti a nullát, azaz. fotoelektronok nem keletkeznek. ábrán. A 3.6 az ólom fotovoltaikus tömegkioltási együtthatóját mutatja. A kölcsönhatás valószínűsége gyorsan növekszik az energia csökkenésével, de hirtelen csökken a gammasugárzás fotonenergiájánál, amely közvetlenül a K-elektron kötési energiája alatt van. Ezt az ugrást hívják K-él. Ez alatt az energia alatt a gamma-sugárzásnak nincs elég energiája a kiütéshez K-elektron. Lent K Az él kölcsönhatás valószínűsége ismét növekszik, amíg az energia a kötési energiák alá kerül L-elektronok. Az ilyen ugrásokat hívják Lén-, L II - , L III - - élek.
Rizs. 3.6. Ólom fotovoltaikus tömegkioltási együtthatója
Az atomok gyengén kötött elektronjain γ-kvantumok szóródnak, ún Compton hatás . Ilyen kölcsönhatás esetén a γ-kvantumok rugalmas ütközései következnek be egyenértékű tömeggel. m γ = E/c 2 elektrontömeggel nekem. Sematikusan egy ilyen ütközést mutat be a 3.7. ábra. Minden ilyen ütközésnél a γ-kvantum energiájának egy részét átadja az elektronnak, kinetikus energiát adva neki. Ezért ezeket az elektronokat nevezzük visszapattanó elektronok. A visszapattanó elektron kinetikus energiája egyenlő lesz
ahol vés a γ-kvantum frekvenciája az ütközés előtt és után;
h a Planck-állandó.
Rizs. 3.7. A gamma-kvantum anyaggal való kölcsönhatásának sémája
a Compton-effektussal
Az ütközés után a visszapattanó elektron és a γ-kvantum θ és φ szögben szóródik a γ-kvantum kezdeti irányához képest. Figyelembe véve az energia és az impulzus (impulzus) megmaradásának törvényeit, a γ-kvantum hullámhossza megváltozik:
Tangenciális ütközéseknél a γ-kvantum kis szögekkel (φ ~ 0) elhajlik, és a hullámhossza jelentéktelen mértékben változik. Frontális ütközéseknél lesz maximális (φ ~ 180 0), elérve az értéket
Egy szórt gamma-kvantum és egy visszapattanó elektron energiája e e a gamma-kvantum kezdeti energiájához kapcsolódnak, a φ és θ szögekkel a következő összefüggésekkel:
Mivel a γ-kvantum kölcsönhatása bármely elektronnal független, μ értéke nak nek arányos az elektronsűrűséggel N e, ami viszont arányos a sorszámmal Z anyagokat. μ függése a γ-kvantum energiájától h v és Z, amelyet Klein, Nishina és Tamm fizikusok szereztek, a következő formában van:
ahol N- az atomok száma egy anyag 1 cm 3 -ében.
A Compton-effektus főleg az atomok külső héjában lévő gyengén kötött elektronokon jelentkezik. Az energia növekedésével a szórt γ-kvantumok aránya csökken. De a lineáris szórási együttható csökkenése μ to lassabban fordul elő, mint μ f. Ezért az energiarégióban Eγ > 0,5 MeV a Compton-effektus érvényesül a fotoelektromos effektussal szemben.
A gamma-spektrometriában a mennyiség dμ a /dE e hívott differenciális Compton szórási együtthatóγ -quanta. Fizikai jelentése az, hogy meghatározza az egységnyi anyagtérfogatra jutó visszapattanó elektronok számát, amelyet az energiával fellépő Τ gammasugár fluxus alkot. Eγ , amelynek energiája a nullától a maximális értékig terjedő tartományban van Neki Max. A Klein-Nishina-Tamm elmélet lehetővé teszi a mennyiség analitikus kifejezését dμ nak nek / dE e = Nd, ahol N az anyag egységnyi térfogatára jutó atomok száma. Ennek a függőségnek a szemléltetésére bemutatjuk a visszapattanó elektronok grafikus eloszlását három rögzített energiájú gammasugárzásra (3.8. ábra). A γ-sugarak nagy energiáinál (több mint 2 MeV) a visszapattanó elektronok energiaeloszlása közel állandó. Az állandó értéktől való eltérés (a visszapattanó elektronok eloszlási sűrűségének növekedése) akkor kezdődik, amikor energiájuk megközelíti a γ-kvantum energiáját, kialakítva az ún. Compton csúcs. Ebben az esetben a visszapattanó elektronok energiája a Compton-csúcsban valamivel alacsonyabb, mint az őket létrehozó gamma-kvantumok energiája (amint az az ábrán látható).
Rizs. 3.8. A visszapattanó elektronok energiaeloszlása
különböző energiájú γ-kvantumokhoz
Mivel a visszapattanó elektronok energiája nem lehet nagyobb, mint a γ-kvantumok kezdeti energiája, a Compton-csúcs után az eloszlás hirtelen nullára szakad. A γ-kvantumok energiájának csökkenésével (kevesebb, mint 1,5 MeV) a Compton-csúcs alatti eloszlási egyenletesség is sérül. A 3.9. ábra a Compton-él energiájának a gamma-sugarak energiájától való függését mutatja. Ebből az következik, hogy a gamma-sugarak energiájának növekedésével először a fotocsúcs és a Compton-él energiáinak különbsége növekszik gyorsan, de 100-200 keV-os energiáktól kezdve ez a különbség állandó értéket mutat.
Párosítási hatás γ-kvantumnak az atommag közelében való áthaladása során következik be, ha energiája meghaladja az 1,022 MeV küszöbértéket. Az atommag terén kívül a γ-kvantum nem tud elektron-pozitron párt alkotni, mert ebben az esetben a lendület megmaradásának törvénye sérül. Bár 1,022 MeV energia elegendő egy pár létrehozásához, de akkor a keletkezett részecskék impulzusának nullának kell lennie, míg a γ-kvantum impulzusa nullától eltérő és egyenlő E γ /c. Az atommag területén azonban ez a hatás lehetségessé válik, hiszen ebben az esetben a γ-kvantum energiája és impulzusa a megmaradási törvények megsértése nélkül oszlik el az elektron, a pozitron és az atommag között. Ebben az esetben, mivel az atommag tömege ezerszer nagyobb, mint az elektron és a pozitron tömege, a γ-kvantum energiájának jelentéktelen részét kapja, amely szinte teljesen megoszlik az elektron és a pozitron között. Sematikusan egy elektron-pozitron pár születésének hatását a 3.10. ábra mutatja.
Rizs. 3.9. A Compton-él energiájának függése a gamma-sugárzás energiájától
Rizs. 3.11. A gamma-sugárzás lineáris csillapítási együtthatóinak függése az ólom γ-kvantumának energiájától
Mindhárom fent leírt kölcsönhatási folyamat hozzájárul a teljes tömegkioltási együtthatóhoz. A három kölcsönhatási folyamat relatív hozzájárulása a gamma-kvantum energiájától és az abszorber rendszámától függ. ábrán. A 3.12 tömegcsillapítási görbéket mutat be, amelyek az energiák és az atomszámok széles skáláját fedik le. Az összes elem csillapítási együtthatója, a hidrogén kivételével, az alacsony energiájú régióban meredeken emelkedik, ami azt jelzi, hogy ebben a régióban a fotoelektromos abszorpció a domináns kölcsönhatási folyamat. Ennek az emelkedésnek a helye erősen függ az atomszámtól. Az alacsony energiájú régió emelkedése felett a tömegcsillapítási együttható értéke fokozatosan csökken, meghatározva azt a régiót, amelyben a Compton-szórás a domináns kölcsönhatás.
Rizs. 3.12. Egyes elemek tömegcsillapítási együtthatói
(A gamma-kvantumok energiái láthatók, amelyeket általában felhasználnak
urán és plutónium izotópok azonosítása gamma-sugárzással)
A 25-nél kisebb rendszámú elemek tömegcsillapítási együtthatói (vas) közel azonosak a 200-2000 keV energiatartományban. Az 1 és 2 MeV közötti tartományban a csillapítási görbék minden elemnél konvergálnak. A hidrogéntömeg-csillapítási görbe alakja azt mutatja, hogy a 10 keV feletti energiájú gamma-sugarak kölcsönhatása szinte kizárólag Compton-szórás révén jön létre. 2 MeV feletti energiáknál nagy rendszámú elemeknél Z fontossá válik a kölcsönhatás folyamata a párok kialakulásával, és a tömegcsillapítási együttható ismét növekedni kezd.
A -kvantumok és az anyag kölcsönhatásának három fő folyamata van. Ezek a következők: a fotoelektromos hatás jelensége, a Compton-effektus és az elektron-pozitron párok kialakulásának folyamata.
Fotoelektromos hatás.
A jelenség abban rejlik, hogy a -kvantum az anyaggal kölcsönhatásba lépve minden energiáját átadja az elektronnak, amely viszont részt vehet más folyamatokban. A fotoelektromos hatás energiaegyensúlyát az Einstein-képlet írja le
h \u003d A + E k,
ahol A az atom munkafüggvénye, E k pedig az elektron mozgási energiája.
Compton hatás.
A hatás egy -kvantum elektron általi szóródásában nyilvánul meg. Ebben az esetben a szórt kvantum hullámhossza hosszabb, mint az elsődleges -kvantum. A sugárzás hullámhosszának változását a folyamat során az összefüggés határozza meg
ahol 
.
A 0 értéket nevezzük Egy elektron Compton hullámhossza. A szög a szórási szög. A beeső és szórt -kvantumok energiái közötti különbség a visszarúgás elektron mozgási energiájává alakul át. Így a Compton-jelenségben a -kvantumok energiája részben az elektronok kiütésére (recoil elektronok) és a fénykvantumok megjelenésére fordítódik, ami viszont a fotoelektromos hatáshoz és a Compton-effektushoz vezet. A Compton-szórásban résztvevő anyagelektronok száma a γ-kvantumok energiájának növekedésével csökken (2. ábra).
Párképzés.
Az elektron-pozitron párok kialakulásának folyamata 1,0210 6 eV -kvantum energiáival kezdődik (2. ábra). Ez a mennyiség kétszerese egy elektron vagy pozitron nyugalmi energiájának. A kölcsönhatás az atommag vagy az elektron közelében egy ponton megy végbe, de nem vákuumban, ami annak köszönhető, hogy egyszerre kell teljesíteni az energia- és impulzusmegmaradás törvényeit.
A radioaktív bomlásból származó -sugárzásra a harmadik vizsgált mechanizmus hatástalan, mivel a -kvantumok energiája a radioaktív bomlás során nem haladja meg a 3 MeV-ot.
Az elmondottakból az következik, hogy az anyagban lévő gamma-kvantumok teljes abszorpciója, ami elektronok felszabadulásához vezet, az energiájuktól és az anyag rendszámától függ.
Rizs. 2. Az ólom abszorpciós spektruma, három részre bontva:
1 - fotoelektromos hatás, 2 - Compton effektus, 3 - pár előállítás
A gamma-sugárzás elnyelése.
A tapasztalat azt mutatja, hogy minél nagyobb a testek sűrűsége, annál jobban csillapítják a γ-sugárzást. A γ-sugárzás számára az egyik legkevésbé áteresztő fém az ólom, a legáteresztőbb fém (több mint az üveg) az alumínium (3. ábra).
A γ-sugarak abszorpciója, mint bármely más elektromágneses sugárzásé, az azokat elnyelő anyagréteg vastagságától függ. Az egyes sugárzástípusok esetében a foton energiájától függően változik az abszorpció jellege, ahogyan a nagyenergiájú gamma-kvantumok esetében is, amelyek elektron-pozitron párok képződésével abszorbeálódnak. Kísérleti adatok azt mutatták, hogy az x vastagságú anyagrétegen áthaladó párhuzamos gamma-sugarak intenzitását a Bouguer-Lambert törvény megfelelően írja le.
, (6)
hol - abszorpciós együttható gamma sugarak, az anyag hullámhosszától és típusától függően.
Figyelembe véve a gamma-kvantumok anyaggal való kölcsönhatásának mindhárom típusát, amelyekről beszéltünk, az abszorpciós együttható a következőképpen ábrázolható.
,
ahol 
- abszorpciós együtthatók a fotoelektromos hatáshoz, a Compton-effektushoz és az elektron-pozitron pár létrehozásának folyamatához (3. ábra).
Asztal 1
a) alumínium -sugárzás csillapítási együtthatója.
|
|
|
|
|
|
ahol együtthatók 
1 cm rétegvastagságra adják.
b) ólom -sugárzás csillapítási együtthatója.
|
|
|
|
|
|
Az abszorpciós együtthatók értékei ,
valamint az együtthatók 
a különböző anyagok esetében a beeső sugárzási kvantum energiájától függően általában táblázatok és grafikonok formájában adják meg a referencia irodalomban,
ábrán. A 3. ábra az együtthatók függőségét mutatja 
kvantumok energiájából, amikor az ólomra és az alumíniumra -sugárzás esik. Pontosabban, ezeket a függőségeket számok formájában az 1. táblázat mutatja be.
Rizs. 3. Az abszorpciós együtthatók függése a -kvantumok energiájától:
a - ólomra; b - alumíniumhoz.
A Bouguer-Lambert törvény (6) lehetővé teszi a μ - abszorpciós együtthatók kísérleti meghatározását. A (6) pontból következik az elnyelt réteg x 1 és x 2 vastagságára
.
(7)
Ha kivonjuk az első egyenletet a (7) második egyenletéből, azt kapjuk
,
(8)
.
(9)
Így, ha a kísérleti adatokból ábrázoljuk az lnI függését az elnyelő réteg vastagságától, akkor ennek a lineáris grafikonnak a meredeksége számszerűen egyenlő lesz a - abszorpciós együtthatóval.
Rizs. 4. A kísérleti elrendezés blokkdiagramja